И.С.?сСС
оноровскии
РАДИО¬
ТЕХНИЧЕСКИЕ
ЦЕПИ
И СИГНАЛЫ
ИЗДАНИЕ ЧЕТВЕРТОЕ,
ПЕРЕРАБОТАННОЕ И ДОПОЛНЕННОЕ
Допущено
Министерством высшего и среднего
специального образования СССР
в качестве учебника для студентов
радиотехнических специальностей вузов
Москва
«Радио и связь»
1986

ББК 32.841
Г65
УДК 621.372(075)
Гоноровский И. С.
Г65 Радиотехнические цепи и сигналы: Учебник для ву¬
зов.— 4-е изд., перераб. и доп. — М.: Радио и связь,
1986. — 512 с.: ил.
Изложены основы современной теории детерминированных и случайных
сигналов и преобразования сигналов в радиотехнических цепях. В отличие от
предыдущего издания (1977 г.) расширены разделы, посвященные цифровым
сигналам и их обработке, статистическим методам в радиотехнике, большее
внимание уделено синтезу цифровых цепей, введена глава, посвященная но¬
вому направлению в радиоэлектронике:	«Кепстральный анализ сигналов»
Для студентов радиотехнических специальностей вузов, полезна инжене¬
рам.
2402020000-182	ББК 32.841
р	-	 92-86
046(01)-86
Рецензенты: кафедра «Теория цепей и сигналов» и кафедра «Радиотехни¬
ческие системы» Горьковского политехнического института
Учебник
Иосиф Семенович Гоноровский
РАДИОТЕХНИЧЕСКИЕ ЦЕПИ И СИГНАЛЫ
Заведующая редакцией Г. И. Козырева. Редактор Т. М. Бердичевская
Художественный редактор Я. С. Шеин. Переплет художника Ю. В. Архангельского
Технический редактор Т. Я. Зыкина. Корректор Г. Г. Казакова
ИБ № 692
Сдано в набор 27.01.86. Подписано в печать 02.07.86.	Т-07570.
Формат 70Х lOO’/ia- Бумага офс&ГНЭЯ № 2. Гарнитура литературная. Печать
офсетная. Усл..печ. л. 41,6. Уел. кр.-отт. 41,6. Уч.-нзд. л. 41,11 Тираж 30 000 экз.
Изд. № 21351 Зак. № 1326. Цена 1 р. 70 к.
Издательство «Радио н связь», 101000 Москва. Почтамт, а/я 693
Московская типография Ns 4 Союзполиграфпрома при Государственном комитете
СССР по делам издательств, полиграфии и книжной торговли.
Москва, 129041. Б. Переяславская. 46
© Издательство «Радио и связь», 1986

ПРЕДИСЛОВИЕ К ЧЕТВЕРТОМУ ИЗДАНИЮ
«Радиотехнические цепи и сигналы» (РТЦиС)—базовый курс в системе под¬
готовки современного инженера в области радиотехники и радиоэлектрони¬
ки. Его целью является изучение фундаментальных закономерностей, свя¬
занных с получением сигналов, их передачей по каналам связи, обработкой
и преобразованием в радиотехнических цепях. Курс РТЦиС, опирающий¬
ся на такие дисциплины, как «Математика», «Физика», «Основы теории
цепей», вводит студентов в круг новых понятий и терминов, глубокое пони¬
мание и усвоение которых необходимо для изучения последующих инженер¬
ных дисциплин: это тот язык, на котором говорят современные радиоинже¬
неры. Излагаемые в курсе РТЦиС методы анализа сигналов и радиотехниче¬
ских цепей используют математический аппарат, в основном известный
студентам из предшествующих дисциплин. Важная задача курса РТЦиС —
научить студентов выбирать математический аппарат, адекватный решаемой
задаче, показать, как работает этот аппарат при решении конкретных на¬
учных и технических задач в области радиотехники. Не менее важно научить
студентов видеть тесную связь математического описания с физической сто¬
роной рассматриваемого явления, уметь составлять математические модели
изучаемых процессов.
Радиоэлектроника является отраслью знаний, чрезвычайно быстро раз¬
вивающейся как в научном, так и в техническом плане. Появляются новые
направления, использующие как новые научные идеи и методы, так и но¬
вые схемотехнические решения, новую техническую базу. Однако и некоторые
«старые», традиционные методы и идеи не отмирают, остаются необходимыми
в арсенале радиоинженера. Это обстоятельство заставляет жестко отбирать
материал, излагаемый в курсе так, чтобы он отвечал современным требова¬
ниям и учитывал тенденции развития радиоэлектроники. Неизбежно за рам¬
ками курса остаются конкретные вопросы схемотехники, хотя принципиаль¬
ные вопросы, необходимые для понимания схемотехнических задач, в курсе
освещаются.
Каков же круг вопросов, которые в настоящее время наиболее важны
для большинства приложений радиоэлектроники и в соответствии с новой
программой УМУ-Т-7/171 должны составлять основное содержание курса
РТЦиС?
Во-первых, это вопросы теории сигналов:
спектральный и корреляционный анализ информационных и управляю¬
щих сигналов;
особенности спектрального и корреляционного анализа узкополосных
радиосигналов, введение понятий комплексного и аналитического сигналов;
основы теории дискретных и цифровых сигналов;
статистический анализ случайных сигналов и помех, изучаемый в едином
комплексе с детерминированными сигналами.
3

*
Во-вторых, это теория преобразования перечисленных выше сигналов в
линейных цепях — апериодических и частотно-избирательных.
В-третьих, это основные положения теории нелинейных и параметриче¬
ских устройств и преобразования в них сигналов.
Важное значение приобрели вопросы теории цифровой обработки сигна¬
лов, оптимальной обработки сигналов на фоне помех и основные положения
теории синтеза радиотехнических цепей — аналоговых и цифровых.
В свете перечисленных требований в книгу введены новые разделы и сде¬
ланы дополнения, учитывающие специфику современной элементной базы,
новых методов представления сигналов и методов их обработки. Современ¬
ный курс, посвященный радиоцепям и сигналам, невозможен без изложения
основных понятий нового принципа обработки мультипликативных и «свер¬
нутых» сигналов (обобщенная линейная фильтрация), а также кепстраль-
ного анализа. Для уяснения этих понятий требуется знакомство со всем
предыдущим содержанием курса, что и обусловило помещение новой главы
«Обобщенная линейная фильтрация. Кепстральный анализ» в конце книги.
Материал предыдущего издания переработан и в методическом плане с
целью повышения его доходчивости. Материал повышенной сложности, рас¬
считанный на более подготовленных студентов, набран петитом.
В работе над книгой и при подготовке рукописи автор пользовался
ценными советами и критическими замечаниями ряда сотрудников
кафедры радиотехники МАИ, а также других вузов и научно-исследо¬
вательских институтов.
К рецензированию книги были привлечены кафедры Горьковского
политехнического института «Теория цепей и сигналов» и «Радиотехни¬
ческие системы». Большое число критических замечаний и ценных реко¬
мендаций, сделанных коллективами этих кафедр, позволило существен¬
но улучшить содержание учебника. При окончательном редактировании
рукописи были учтены замечания и пожелания ряда членов научно-
методической комиссии МВ и ССО СССР по радиотехнике и радио¬
управлению. Всем коллегам автор выражает свою искреннюю призна¬
тельность.
4

Глава 1. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА
РАДИОТЕХНИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ,
СИГНАЛОВ И ЦЕПЕЙ
1.1.	ПЕРЕДАЧА СИГНАЛОВ НА РАССТОЯНИЕ
И ИСПОЛЬЗУЕМЫЕ В РАДИОТЕХНИКЕ ЧАСТОТЫ
Основной задачей радиотехники является передача сообщения на расстоя¬
ние. Расстояние разделяет отправителя и адресата, датчик команд и испол»
нительное устройство, исследуемый процесс и измерительный механизм, ис¬
точник космического радиоизлучения и регистрирующий прибор радиотеле¬
скопа, различные блоки ЭВМ — словом, источник и потребитель-информа¬
ции.
Расстояние, на которое передается сообщение, может быть очень незна¬
чительным (передача команд в ЭВМ от одного блока к другому) или огром¬
ным (межконтинентальная или космическая связь). Передача сообщений
осуществляется с помощью проводных, кабельных, волноводных линий или
в свободном пространстве. Естественно, что для передачи сигналов целесооб¬
разно использовать те физические процессы, которые имеют свойство пере¬
мещаться. К числу таких процессов относятся применяемые в радиотехнике
электромагнитные колебания — радиоволны.
Любой физический процесс, используемый в качестве агента (посред¬
ника, переносчика) для передачи информации, должен обладать свойством
принимать всю совокупность состояний, по которым можно было бы одно¬
значно установить соответствующее состояние объекта или процесса, являю¬
щегося источником информации. Для этого радиоволны подвергают модуля¬
ции. Процесс модуляции заключается в том, что высокочастотное колебание,
способное распространяться на большие расстояния, наделяется признака¬
ми, характеризующими полезное сообщение. Таким образом, это колебание
используется как переносчик сообщения, подлежащего передаче.
Выбор длины волны излучаемого колебания весьма существен для обес¬
печения устойчивой и надежной связи. Выбор того или иного диапазона волн
для каждой конкретной системы связи определяется следующими факторами:
особенностью распространения электромагнитных волн данного диапа¬
зона;
характером помех в данном диапазоне;
характером сообщения (шириной спектра);
габаритными размерами антенной системы, необходимыми для осущест¬
вления направленного излучения.
Практически для использования пригодны те участки диапазона, в ко¬
торых обеспечиваются благоприятные условия распространения радиоволн
и в приемлемой степени удовлетворяются остальные перечисленные условия.
Для современной радиотехники характерны интенсивное изучение мало¬
исследованных диапазонов волн и стремление к расширению диапазона ис¬
пользуемых волн в сторону как весьма длинных, так и коротких, вплоть до
световых. Последнее не должно казаться странным, так как радиоволны
и световые волны имеют одинаковую природу (электромагнитные волны).
Подразделение радиоволн на диапазоны, вошедшее в практику, дано в
табл. 1.1.
5

Таблица 1.1
Волны
Диапазон радиоволн
Диапазон
радиочастот
Нерекомендуемые
термины
Декамегаметровые
100 000—10000 км
3—30 Гц
Мегаметровые
10 000—1000 км
30—300 Гц
Г ектокилометровые
1000—100 км
300—3000 Гц
Мириаметровые
100—10 км
3—30 кГц
Сверхдлииные
Километровые
10—1 км
30—300 кГц
Длинные
Гектометровые
1000—100 м
300—3000 кГц
Средние
Декаметровые
100—10 м
3—30 МГц
Короткие
Метровые
10—1 м
30—300 МГц
Дециметровые
100—10 см
300—3000 МГц
Сантиметровые
10— 1 см
3-30 ГГц
Ультракороткие
Миллиметровые
10—1 мм
30—300 ГГц
Децимиллиметровые
1 — 0,1 мм
300—3000 ГГц
Субмиллиметровые
Примечание. Длина волны X, связана с периодом колебания Т или с частотой f»I/Т соот¬
ношением h^cTssc/f, где 3• 10е м/с—скорость распространения электромагнитных волн в ва¬
кууме .
Связь на мириаметровых и километровых волнах, применявшаяся на
первом этапе развития радиотелеграфии, имеет два больших недостатка:
необходимость большой мощности передатчика из-за сильного поглоще¬
ния поверхностной волны при ее распространении над земной поверхностью;
невозможность передачи сигналов, ширина спектра которых соизмерима
с несущей частотой.
Гектометровые волны получили широкое применение в радиовещании.
Основным преимуществом связи на этих волнах является устойчивость при¬
ема, недостатком — трудность обеспечения большой дальности действия.
Поэтому на таких волнах осуществляется преимущественно местное радио¬
вещание в зоне с радиусом в несколько сотен километров. Лишь небольшое
число сверхмощных гектометровых радиостанций обслуживает большие райо¬
ны. В СССР, имеющем огромную территорию, существуют наиболее мощные
в мире радиовещательные станции этого диапазона.
Главные преимущества декаметровых водн — возможность обеспечения
большой дальности действия при относительно малой мощности передатчика
и возможность осуществления направленного излучения. Основным недо¬
статком связи на этих волнах является колебание уровня принимаемого сиг¬
нала (замирание), часто сопровождающееся сильными искажениями переда¬
чи при сложной структуре сигнала, состоящего из большого числа компонен¬
тов с различными частотами. Условия распространения неодинаковы для
различных составляющих спектра сигнала. Это явление, называемое изби¬
рательным замиранием, приводит к временным выпадениям из спектра сиг¬
нала отдельных составляющих или, наоборот, к увеличению их амплитуд.
Таким образом, в точке приема нарушается правильное соотношение между
отдельными спектральными компонентами сигнала, в результате чего иска¬
жаются его тембр и чистота. Так как явление избирательного замирания про¬
является тем сильнее, чем шире спектр сигнала, то на декаметровых волнах
осуществлять передачу таких сложных сигналов, как, например, телевизион¬
ные, практически невозможно.
Большой экспериментальный материал по распространению декаметро¬
вых волн позволил установить оптимальные длины волн для различных ча¬
сов суток и времени года, что открыло путь широкому развитию коротко¬
волнового радиовещания. В настоящее время декаметровые волны широко
применяются также в радиотелеграфии на магистральных линиях связи,
в морской и авиационной радионавигации.
6

В результате освоения диапазонов радиоволн 10 м—0,1 мм появились
новые области радиовещания, в частности телевизионные. Для диапазона
метровых волн характерно удачное сочетание следующих двух факторов.
Применение очень высокой частоты излучения позволяет соответственно рас¬
ширить полосу частот передаваемого сообщения, так как условия передачи
и усиления сигналов в радиоаппаратуре определяются в основном относи¬
тельной шириной спектра сигнала. Особенности же распространения метро¬
вых волн (в пределах прямой видимости) почти полностью исключают ис¬
кажения сигнала из-за интерференции волн, распространяющихся по раз¬
ным путям.
Из приведенного краткого обзора видно, что развитие радиотехники ха¬
рактеризуется непрерывным расширением используемых диапазонов волн.
Из курса физики известно, что эффективное излучение электромагнит¬
ной энергии можно осуществить лишь при условии, что геометрические раз¬
меры излучающей системы соизмеримы с длиной волны. Поэтому передача
сообщений в диапазоне мириаметровых волн затруднена. Напротив, для диа¬
пазона световых волн можно создать малогабаритные излучатели с чрезвы¬
чайно высокой направленностью и огромной концентрацией энергии в луче.
Например, луч, посланный с Земли, образует на поверхности Луны пятно
диаметром всего лишь в несколько сотен метров. Однако использование све¬
товых волн для передачи сообщений связано с трудностями реализации мо¬
дуляции, приема, а также с влиянием погодных условий и т. д.
1.2.	ПРЕОБРАЗОВАНИЕ СИГНАЛОВ
В РАДИОТЕХНИЧЕСКИХ СИСТЕМАХ
В процессе передачи и приема сообщений сигналы подвергаются раз¬
личным преобразованиям. Некоторые из этих преобразований являются
типовыми, обязательными для большинства радиотехнических систем неза¬
висимо от их назначения, а также от характера передаваемых сообщений.
Перечислим эти фундам ентальные процессы и попутно отметим их основные
черты применительно к обобщенной схеме радиотехнического канала, пред¬
ставленной на рис. 1.1.
Преобразование исходного сообщения в электрический сигнал и коди¬
рование. При передаче речи и музыки такое преобразование осуществляет¬
ся с помощью микрофона, при передаче изображений (телевидение) — с
помощью передающих трубок (например, суперортикона). При передаче
письменного сообщения (р адиотелеграфия) сначала осуществляют кодирова¬
ние, заключающееся в том, что каждая буква текста заменяется комбинацией
Рис. 1.1. Радиотехнический канал связи
7

стандартных символов (например, точек, тире и пауз в коде Морзе), которые
'затем преобразуют в стандартные электрические сигналы (например, импуль¬
сы разной длительности или разной полярности).
Следует отметить, что схема на рис. 1.1 соответствует введению инфор¬
мации «в начале» канала связи, т. е. непосредственно в передатчике. Несколь¬
ко иначе обстоит дело, например, в радиолокационном канале, где информа¬
ция о цели (дальность, высота, скорость и т. д.) получается в результате при¬
ема радиоволны, отраженной от цели.
Генерация высокочастотных колебаний. Высокочастотный генератор
является источником колебаний несущей частоты. В зависимости от назна¬
чения радиоканала связи мощность колебаний изменяется от тысячных долей
до миллионов ватт. Естественно, что конструктивные формы и размеры этих
генераторов различны — от простейшего малогабаритного элемента до гран¬
диозного технического сооружения.
Основными характеристиками высокочастотного генератора являются
частота и диапазонность (возможность быстрой перестройки с одной рабочей
частоты на другую), мощность и КПД. Особенно важное значение для ра¬
диотехники имеет стабильность частоты колебаний. Условия распростра¬
нения радиоволн и широкий спектр частот диктуют применение очень высо¬
ких несущих частот. Условия же обработки сигналов на фоне помех и необ¬
ходимость ослабления взаимных помех между различными радиоканалами
заставляют добиваться максимально возможного уменьшения абсолютных
изменений частоты. Это приводит к чрезвычайно жестким требованиям к от¬
носительной стабильности частоты.
Управление колебаниями (модуляция). Процесс модуляции заклю¬
чается в изменении одного или несколь'ких параметров высокочастотного ко¬
лебания по закону передаваемого сообщения. Частоты модулирующего сиг¬
нала, как правило, малы по сравнению с несущей частотой генератора. Для
осуществления модуляции используются различные приемы, обычно осно¬
ванные на изменении потенциала электродов электронных приборов, вхо¬
дящих в радиопередающее устройство. Основная характеристика процесса
модуляции — степень соответствия между изменением параметра высокоча¬
стотного колебания и модулирующим сигналом.
Усиление слабых сигналов в приемнике. Антенна приемника улавлива¬
ет ничтожную долю энергии, излучаемой антенной передатчика. В зависи¬
мости от расстояния между передающей и приемной станциями, от степени
направленности излучения антенн и условий распространения радиоволн
мощность на входе приемника 10“10 — 10“14 Вт. На выходе же приемника
для надежной регистрации сигнала требуется мощность порядка единиц ватт
и более. Отсюда следует, что усиление в приемнике должно достигать 107—
1014 по мощности или 104—107 по напряжению.
В современных приемниках уверенная регистрация сигнала обеспечи¬
вается при напряжениях на входе порядка 1 мкВ. Решение этой сложной
задачи оказывается возможным благодаря достижениям современной элек¬
троники. Большую роль играют также специальные методы построения схем
приемников, обеспечивающие большое усиление при сохранении устойчи¬
вости работы приемника.
Проблема усиления в приемнике неотделима от проблемы выделения
сигнала на фоне помех. Поэтому одним из основных параметров приемника
является избирательность, под которой подразумевается способность выде¬
лять полезные сигналы из совокупности сигнала и посторонних воздействий
(помех), отличающихся от сигнала частотой. Частотная избирательность осу¬
ществляется с помощью резонансных колебательных цепей.
Выделение сообщения из высокочастотного колебания (детектирование
и декодирование). Детектирование является процессом, обратным модуля¬
8

ции. В результате детектирования должно быть получено напряжение (ток),
изменяющееся во времени так же, как изменяется один из параметров (ам¬
плитуда, частота или фаза) модулированного колебания, т. е. должно быть
восстановлено передаваемое сообщение. Детектор, как правило, включается
на выходе приемника, следовательно, к нему подводится модулированное ко¬
лебание, уже усиленное предыдущими ступенями приемника. Основное тре¬
бование к детектору— точное воспроизведение формы сигнала.
После детектирования осуществляется декодирование сигнала, т. е.
процесс, обратный кодированию. В ряде радиотехнических каналов кодиро¬
вание и декодирование не используются.
Помимо перечисленных процессов, так или иначе связанных с преобра¬
зованием частотных спектров, в радиотехнических устройствах широкое
применение находит усиление колебаний без трансформации частоты, осу¬
ществляемое в различных усилителях. К таким усилителям относятся:
низкочастотные усилители управляющих сигналов, используемые перед
модулятором передатчика, а также на выходе приемника;
усилители коротких импульсов, применяемые в телевизионной и ра¬
диолокационной технике, а также в импульсных системах радиосвязи;
высокочастотные усилители большой мощности, используемые в радио¬
передающих устройствах;
высокочастотные усилители слабых сигналов, применяемые в радио¬
приемных и измерительных устройствах.
Кроме упомянутых процессов, присущих, как уже отмечалось, любому
радиотехническому каналу, в ряде специальных случаев широко применя¬
ются другие процессы: умножение и деление частоты, генерация коротких
импульсов, различные виды импульсной модуляции и т. д.
ЬЗ. КЛАССИФИКАЦИЯ СИГНАЛОВ,
ИСПОЛЬЗУЕМЫХ В РАДИОТЕХНИКЕ
С информационной точки зрения сигналы можно разделить на детерми¬
нированные и случайные.
Детерминированным называют любой сигнал, мгновен¬
ное значение которого в любой момент времени можно предсказать с вероят¬
ностью единица. Примерами детерминированных сигналов могут служить им¬
пульсы или пачки импульсов, форма, амплитуда и положение во времени
которых известны, а также непрерывный сигнал с заданными амплитудными
и фазовыми соотношениями внутри его спектра.
К случайным относят сигналы, мгновенные значения которых
заранее неизвестны и могут быть предсказаны лишь с некоторой вероятно¬
стью, меньшей единицы. Такими сигналами являются, например, электриче¬
ское напряжение, соответствующее речи, музыке, последовательности зна¬
ков телеграфного кода при передаче неповторяющегося текста. К случайным
сигналам относится также последовательность радиоимпульсов на входе
радиолокационного приемника, когда амплитуды импульсов и фазы их вы¬
сокочастотного заполнения флуктуируют из-за изменения условий распро¬
странения, положения цели и некоторых других причин. Можно привести
большое число других примеров случайных сигналов. По существу, любой
сигнал, несущий в себе информацию, должен рассматриваться как случай¬
ный.
Перечисленные выше детерминированные сигналы, «полностью извест¬
ные», информации уже не содержат. В дальнейшем такие сигналы часто бу¬
дут обозначаться термином колебание.
Наряду с полезными случайными сигналами в теории и практике прихо¬
дится иметь дело со случайными помехами — шумами. Уровень шумов яв-
9

Рис. 1.2. Сигналы произвольные по величине и по времени (о), произвольные по вели¬
чине и дискретные по времени (б), квантованные по величине и непрерывные по вре¬
мени (в), квантованные по величине и дискретные по времени (г)
ляется основным фактором, ограничивающим скорость передачи информации
при заданном сигнале. Поэтому изучение случайных сигналов неотделимо от
изучения шумов. Полезные случайные сигналы, а также помехи часто объеди¬
няют термином случайные колебания или случайные
процессы.
Дальнейшее подразделение сигналов можно связать с их природой:
можно говорить о сигнале как о физическом процессе или как о закодирован¬
ных, например в двоичный код, числах.
В первом случае под сигналом понимают какую-либо изменяющуюся во
времени электрическую величину (напряжение, ток, заряд и т. д.), опре¬
деленным образом связанную с передаваемым сообщением.
Во втором случае то же сообщение содержится в последовательности
двоично-кодированных чисел.
Сигналы, формируемые в радиопередающих устройствах и излучаемые
в пространство, а также поступающие в приемное устройство, где они под¬
вергаются усилению и некоторым преобразованиям, являются физическими
процессами.
В предыдущем параграфе указывалось, что для передачи сообщений на
расстояние используются модулированные колебания. В связи с этим сиг¬
налы в канале радиосвязи часто подразделяют на управляющие
сигналы и на радиосигналы; под первыми понимают модули¬
рующие, а под вторыми — модулированные колебания.
Обработка сигналов в виде физических процессов осуществляется с
помощью аналоговых электронных цепей (усилителей, фильтров и т. д.).
Обработка сигналов, закодированных в цифру, осуществляется с помо¬
щью вычислительной техники.
Представленная на рис. 1.1 и описанная в § 1.2 структурная схема ка¬
нала связи не содержит указаний о виде используемого для передачи сооб¬
щения сигнала и структуре отдельных устройств.
Между тем сигналы от источника сообщений, а также после детектора
(рис. 1.1) могут быть как непрерывные, так и дискретные (цифровые). В
связи с этим применяемые в современной радиоэлектронике сигналы можно
разделить на следующие классы:
произвольные по	величине	и	непрерывные	по времени	(рис.	1.2,	а);
произвольные по	величине	и	дискретные	по времени	(рис.	1.2,	б);
квантованные по	величине	и	непрерывные	по времени	(рис.	1.2,	в);
квантованные по	величине	и	дискретные по времени (рис. 1.2, г).
Сигналы первого класса (рис. 1.2, а) иногда называют аналоговыми,
так как их можно толковать как электрические модели физических величин,
или непрерывными, так как они задаются по оси времени на несчетном мно¬
жестве точек. Такие множества называются континуальными. При этом
по оси ординат сигналы могут принимать любое значение в определенном ин¬
тервале. Поскольку эти сигналы могут иметь разрывы, как на рис. 1.2, а,
Ю

то, чтобы избежать некорректности при описании, лучше такие сигналы
обозначать термином континуальный.
Итак, континуальный сигнал s (t) является функцией непрерывной пе¬
ременной t, а дискретный сигнал s (х) — функцией дискретной переменной
х, принимающей только фиксированные значения [9]. Дискретные сигналы
могут создаваться непосредственно источником информации (например, ди¬
скретными датчиками в системах управления или телеметрии) или образо¬
вываться в результате дискретизации континуальных сигналов.
На рис. 1.2, б представлен сигнал, заданный при дискретных, значениях
времени t (на счетном множестве точек); величина же сигнала в этих точ¬
ках может принимать любое значение в определенном интервале по оси орди¬
нат (как и на рис. 1.2, а). Таким образом, термин дискретный харак¬
теризует не сам сигнал, а способ задания его на временной оси.
Сигнал на рис. 1.2, в задан на всей временной оси, однако его величина
может принимать лишь дискретные значения. В подобных случаях говорят
о сигнале, квантованном по уровню.
В дальнейшем термин дискретный будет применяться только по отноше¬
нию к дискретизации по времени; дискретность же по уровню будет обозна¬
чаться термином квантование.
Квантование используют при представлении сигналов в цифровой фор¬
ме с помощью цифрового кодирования, поскольку уровни можно пронумеро¬
вать числами с конечным числом разрядов. Поэтому дискретный по времени
и квантованный по уровню сигнал (рис. 1.2. г) в дальнейшем будет называть¬
ся цифровым.
Таким образом, можно различать континуальные (рис. 1.2, а), дискрет¬
ные (рис. 1.2, б), квантованные (рис. 1.2, в) и цифровые (рис. 1.2, г) сигналы.
Каждому из этих классов сигналов можно поставить в соответствие ана¬
логовую, дискретную или цифровую цепи. Связь между видом сигнала и ви¬
дом цепи показана на функциональной схеме (рис. 1.3).
При обработке континуального сигнала с помощью аналоговой цепи не
требуется дополнительных преобразований сигнала. При обработке же кон¬
тинуального сигнала с помощью дискретной цепи необходимы два преобра¬
зования: дискретизация сигнала по времени на входе дискретной цепи и
Рис. 1.3. Виды сигнала и соответствующие им кепи
11

обратное преобразование, т. е. восстановление континуальной структуры
сигнала на выходе дискретной цепи. Наконец, при цифровой обработке кон¬
тинуального сигнала требуются еще два дополнительных преобразования:
аналог—цифра, т. е. квантование и цифровое кодирование на входе цифро¬
вой цепи, и обратное преобразование цифра—аналог., т. е. декодирование
на выходе цифровой цепи.
Процедура дискретизации сигнала и особенно преобразование аналог—
цифра требуют очень высокого быстродействия соответствующих электрон¬
ных устройств. Эти требования возрастают с повышением частоты контину¬
ального сигнала. Поэтому цифровая техника получила наибольшее распро¬
странение при обработке сигналов на относительно низких частотах (зву¬
ковых и видеочастотах). Однако достижения микроэлектроники способствуют
быстрому повышению верхней границы обрабатываемых частот.
1.4.	РАДИОТЕХНИЧЕСКИЕ ЦЕПИ И МЕТОДЫ
ИХ АНАЛИЗА
1.	КЛАССИФИКАЦИЯ ЦЕПЕЙ
Радиотехнические цепи и элементы, используемые для осуществления
перечисленных в § 1.2 преобразований сигналов и колебаний, можно раз¬
бить на следующие основные классы:
линейные цепи с постоянными параметрами;
линейные цепи с переменными параметрами;
нелинейные цепи.
Следует сразу же указать, что в реальных радиоустройствах четкое вы¬
деление линейных и нелинейных цепей и элементов не всегда возможно. От¬
несение одних и тех же элементов к линейным или нелинейным часто зависит
от уровня воздействующих на них сигналов.
Тем не менее приведенная выше классификация цепей необходима для
понимания теории и техники обработки сигналов.
Сформулируем основные свойства этих цепей.
2.	ЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ С ПОСТОЯННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
Можно исходить из следующих определений.
1.	Цепь является линейной, если входящие в нее элементы не зависят
от внешней силы (напряжения, тока), действующей на цепь.
2.	Линейная цепь подчиняется принципу суперпозиции (наложения).
В математической форме этот принцип выражается следующим равен¬
ством:
L [Sl (t) + s2 (t) + ...] = L [sx (01 + L [s2 (01 +	(1.1)
где L — оператор, характеризующий воздействие цепи на входной сигнал.
Суть принципа суперпозиции может быть сформулирована следующим
образом: при действии на линейную цепь нескольких внешних сил поведение
цепи (ток, напряжение) можно определить путем наложения (суперпози¬
ции) решений, найденных для каждой из силе отдельности. Можно исполь¬
зовать еще и такую формулировку: в линейной цепи сумма эффектов от от¬
дельных воздействий совпадает с эффектом от суммы воздействий. При
этом предполагается, что цепь свободна от начальных запасов энергии.
Принцип наложения лежит в основе спектрального и оператор¬
ного методов анализа переходных процессов в линейных цепях, а так¬
же метода интеграла наложения (интеграл Дюамеля). Применяя принцип
наложения, любые сложные сигналы при передаче их через линейные цепи
12

можно разложить на простые, более удобные для анализа (например, гар¬
монические).
3.	При любом сколь угодно сложном воздействии в линейной цепи с по¬
стоянными параметрами не возникает колебаний новых частот. Это выте¬
кает из того факта, что при гармоническом воздействии на линейную цепь с
постоянными параметрами колебание на выходе также остается гармониче¬
ским с той же частотой, что и на входе; изменяются лишь амплитуда и фаза
колебания. Разложив сигналы Sj (t), s2 (t), ... на гармонические колебания
и подставив результаты разложения в (1.1), убедимся, что на выходе цепи мо¬
гут существовать только колебания с частотами, входящими в состав вход¬
ного сигнала.
Это означает, что ни одно из преобразований сигналов, сопровождаю¬
щихся появлением новых частот (т. е. частот, отсутствующих в спектре вход¬
ного сигнала), не может в принципе быть осуществлено с помощью линейной
цепи с постоянными параметрами. Такие цепи находят широчайшее приме¬
нение для решения задач, не связанных с трансформацией спектра, таких как
линейное усиление сигналов, фильтрация (по частотному признаку) и т. д.
3.	ЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ С ПЕРЕМЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
Имеются в виду цепи, один или несколько параметров которых изме¬
няются во времени (но не зависят от входного сигнала). Подобные цепи ча¬
сто называются линейными параметрическими.
Сформулированные в предыдущем пункте свойства 1 и 2 справедливы
и для линейных параметрических цепей. Однако в отличие от предыдущего
случая даже простейшее гармоническое воздействие создает в линейной це¬
пи с переменными параметрами сложное колебание, имеющее спектр частот.
Это можно пояснить на следующем простейшем примере. Пусть к резистору,
сопротивление которого изменяется во времени по закону
R (t) —	+ т cos
приложена гармоническая ЭДС
е (t) — Е0 cos at.
Ток через сопротивление
ч
i (t) = е (t)/R (t) = (E0/R0) (1 + m cos Ш) cos at — (E0/R0) [cos at +
+ (m/2) cos (a + Q)t + (m/2) cos (to — Й) t],	(1.2)
Как видим, в составе тока имеются компоненты с частотами со ± Q,
которых нет в е (t). Даже из этой простейшей модели ясно, что, изменяя во
времени сопротивление, можно осуществить преобразование спектра вход¬
ного сигнала.
Аналогичный результат, хотя и с более сложными математическими вы¬
кладками, можно получить для цепи с переменными параметрами, содержа¬
щей реактивные элементы — катушки индуктивности и конденсаторы. Этот
вопрос рассматривается в гл. 10. Здесь лишь отметим, что линейная цепь с
переменными параметрами преобразует частотный спектр воздействия и,
следовательно, может быть использована для некоторых преобразований
сигналов, сопровождающихся трансформацией спектра. Из дальнейшего
будет также видно, что периодическое изменение во времени индуктивности
или емкости колебательной цепи позволяет при некоторых условиях осущест¬
вить «накачку» энергии от вспомогательного устройства, изменяющего этот
параметр («параметрические усилители» и «параметрические генераторы»,
гл. 10).
13

4. НЕЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ
Радиотехническая цепь является нелинейной, если в ее состав, входят
один или несколько элементов, параметры которых зависят от уровня вход¬
ного сигнала. Простейший нелинейный элемент — диод с вольт-амперной
характеристикой, представленной на рис. 1.4.
Перечислим основные свойства нелинейных цепей.
1.	К нелинейным цепям (и элементам) принцип суперпозиции непри¬
меним. Это свойство нелинейных цепей тесно связано с кривизной вольт-
амперных (или иных аналогичных) характеристик нелинейных элементов,
нарушающей пропорциональность между током и напряжением. Напри¬
мер, для диода, если напряжению гц соответствует ток ц, а напряжению м2 —
ток i2, то суммарному напряжению и9 = иг + и2 будет соответствовать ток
i3, отличный от суммы ц + i2 (рис. 1.4).
Из этого простого примера видно, что при анализе воздействия сложного
сигнала на нелинейную цепь его нельзя разлагать на более простые; необ¬
ходимо искать отклик цепи на результирующий сигнал. Неприменимость
для нелинейных цепей принципа суперпозиции делает непригодными спек¬
тральный и иные методы анализа, основанные на разложении сложного сиг¬
нала на составляющие.
2.	Важным свойством нелинейной цепи является преобразование спек¬
тра сигнала. При воздействии на нелинейную цепь простейшего гармониче¬
ского сигнала в цепи помимо колебаний основной частоты возникают гармо¬
ники с частотами, кратными основной частоте (а в некоторых случаях и по¬
стоянная составляющая тока или напряжения). В дальнейшем будет пока¬
зано, что при сложной форме сигнала в нелинейной цепи помимо гармоник
возникают еще и колебания с комбинационными частотами, являющиеся ре¬
зультатом взаимодействия отдельных колебаний, входящих в состав сигнала.
С точки зрения преобразования спектра сигнала следует подчеркнуть
принципиальное различие между линейными параметрическими и нелиней¬
ными цепями. В нелинейной цепи структура спектра на выходе зависит не
только от формы входного сигнала, но и от его амплитуды. В линейной пара¬
метрической цепи структура спектра от амплитуды сигнала не зависит.
Особенный интерес для радиотехники представляют свободные колеба¬
ния в нелинейных цепях. Подобные колебания называются автоколебаними,
поскольку они возникают и могут устойчиво существовать в отсутствие внеш¬
него периодического воздействия. Расход энергии компенсируется источни¬
ком энергии постоянного тока.
Основные радиотехнические процессы: генерация, модуляция, детекти¬
рование и преобразование частоты — сопровождаются трансформацией ча¬
стотного спектра. Поэтому эти процессы можно осуществить с помощью либо
нелинейных, либо линейных параметрических цепей. В некоторых случаях
используются одновременно как нелинейные, так и линейные параметричес¬
кие цепи. Следует, кроме того, подчеркнуть,
что нелинейные элементы работают в сочетании
с линейными цепями, осуществляющими выде¬
ление полезных компонентов преобразованно¬
го спектра. В связи с этим, как уже отмеча¬
лось в начале данного параграфа, деление
цепей на линейные, нелинейные и линейные
параметрические весьма условно. Обычно для
описания поведения различных узлов одного
и того же радиотехнического устройства при¬
ходится применять разнообразные математи¬
ческие методы — линейные и нелинейные.
Рис. 1.4. Вольт-амперная ха¬
рактеристика нелинейного эле¬
мента (диода)

Изложенные выше основные свойства цепей трех классов — линейных
с постоянными параметрами, линейных параметрических и нелинейных —
сохраняются при любых формах реализации цепей: с сосредоточенными пара¬
метрами, с распределенными параметрами (линии, излучающие устройства)
и т. д. Эти свойства распространяются также и на устройства цифровой обра¬
ботки сигналов.
Следует, однако, подчеркнуть, что положенный в основу деления це¬
пей на линейные и нелинейные принцип суперпозиции сформулирован выше
для операции суммирования сигналов на входе цепи [см. (1.1)1. Однако этой
операцией не исчерпываются требования к современным системам обработки
сигналов. Важным для практики является, например, случай, когда сигнал
на входе цепи является произведением двух сигналов. Оказывается, что и
для подобных сигналов можно осуществить обработку, подчиняющуюся
принципу суперпозиции, однако эта обработка будет являться сочетанием
специально подобранных нелинейных и линейных операций. Подобная обра¬
ботка называется гомоморфной.
Синтез подобных устройств рассматривается в конце курса (см. гл. 16),
после изучения линейных и нелинейных цепей, а также цифровой обработ¬
ки сигналов, развитие которой и явилось толчком к широкому применению
гомоморфной обработки.
1.5.	ПРОБЛЕМА ПОМЕХОУСТОЙЧИВОСТИ
И ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЙ СОВМЕСТИМОСТИ
РАДИОТЕХНИЧЕСКИХ СИСТЕМ
Комплекс устройств, используемых для передачи информации от ис¬
точника до получателя (а также разделяющая их среда), образуют канал
связи. От канала связи требуется по возможности полная передача инфор¬
мации. Потери информации могут вызываться искажениями сигналов из-за
несовершенства отдельных элементов канала, а также из-за помех.
Помехи возникают во всех элементах канала связи: как в среде, исполь¬
зуемой для передачи сигнала от передатчика к приемнику, так и в техниче¬
ских устройствах, выполняющих необходимые преобразования сигнала.
В первом случае помехи называются внешними, во втором — внутренними.
Источником внешних помех являются атмосферные явления, шумы кос¬
мического пространства, радиоустройства, работающие на близких частотах,
индустриальные помехи, медицинская радиоаппаратура и др.
Помехи подобного рода создают проблему электромагнитной совмести¬
мости (ЭМС).
Взаимные помехи между радиостанциями устраняют рациональным раз¬
мещением (распределением) частот, регламентируемым специальными между¬
народными соглашениями, улучшением качества передачи в результате
уменьшения нежелательного, так называемого внеполосного излучения,
увеличением стабильности несущей частоты, применением направленных
антенн и т. д. Все это позволяет в какой-то мере разрешить проблему «тес¬
ноты в эфире». Однако проблема ЭМС еще далека от своего разрешения. Ее
требуется учитывать при проектировании и разработке новых радиотехниче¬
ских устройств и систем, в частности при выборе формы и параметров
радиосигналов, выборе частотного диапазона, в котором помехи минималь¬
ны, при размещении радиоустройств и т. дА
1 Проблема ЭМС детально рассматривается в книге: Князев А. Д. Элементы тео¬
рии и практики обеспечения ЭМС радиоэлектронных средств. — М.: Радио и связь,
1984.
15

\ Внутренние шумы, обязанные своим возникновением дискретной при¬
роде заряженных частиц, образуются из-за теплового движения этих ча¬
стиц в элементах электрических цепей, из-за дробового эффекта в электрон¬
ных приборах и ряда других явлений, имеющих место при работе радиотех¬
нических устройств. Особенно сильно действие внутренних шумов при боль¬
шом усилении сигнала, т. е. при приеме слабых сигналов. Одновременно с
полезным сигналом усиливаются и шумы, которые могут по интенсивности
оказаться соизмеримыми с сигналом, в результате чего последний окажется
частично или полностью замаскированным.
Принципиально задача ослабления внутренних шумов является наибо¬
лее сложной, но и их уровень можно существенно снизить, применив усили¬
тельные устройства, работающие в режиме глубокого (например, до темпе¬
ратуры жидкого гелия) охлаждения, в результате чего снижается интенсив¬
ность теплового движения частиц. Однако, несмотря на все эти меры, пол¬
ностью избавиться от помех невозможно.
Со времени изобретения радио А. С. Поповым (в 1885 г.) и до настояще¬
го времени основной проблемой радиотехники была и остается проблема
помехоустойчивости связи, включающая в себя и упомянутую выше пробле¬
му ЭМС, и большое число других проблем, охватывающих все разделы радио¬
техники: генерирование мощных колебаний, освоение и выбор волн, обеспе¬
чивающие благоприятные условия распространения, использование антенн
направленного действия, поиски новых видов радиосигналов и новых спо¬
собов их обработки на фоне помех и т. д.
Основными энергетическими характеристиками вещественного сигнала s (t)
являются его мощность и энергия.
Мгновенная мощность определяется как квадрат мгновенного значения
Р (0 = S2 (О-
Если s (t) — напряжение или ток, то р (I) есть мгновенная мощность
выделяемая на сопротивлении в 1 Ом.
Энергия сигнала на интервале t2, tx определяется как интеграл от мгно¬
венной мощности:
Глава 2. ХАРАКТЕРИСТИКИ
ДЕТЕРМИНИРОВАННЫХ СИГНАЛОВ
2.1.	ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
(2.1)
fi
Отношение
Э
1
(2.2)
имеет смь1сл средней на интервале t2, tx мощности сигнала.
16

Реальные сигналы имеют конечную длительность и ограниченную по
величине мгновенную мощность. Энергия таких сигналов конечна. В теории
сигналов часто рассматриваются функции времени, заданные на всей оси
времени —се < t<z оо при конечной величине средней мощности. Говорить
об энергии подобных сигналов, обращающейся в бесконечно большую ве¬
личину, не имеет смысла.
Для теории сигналов и их обработки важное значение имеет разложение
заданной функции / (х) по различным ортогональным системам функций
Ф„ (х). Напомним основные определения, относящиеся к свойствам ортого¬
нальных систем.
Бесконечная система действительных функций
т. е. что никакая из функций рассматриваемой системы (2.3) не равна тож¬
дественно нулю.
Условие (2.4) выражает попарную ортогональность функций системы
(2.3). Величина
называется нормированной функцией, а система нормированных
функций ф! (х), ф2 (х), ..., в которой каждые две различные функции взаим¬
но ортогональны, называется ортонормированной системой.
В математике доказывается, что если функции ф„ (х) непрерывны, то
произвольная кусочно-непрерывная функция / (х), для которой выполняет¬
ся условие
2.2.	ПРЕДСТАВЛЕНИЕ ПРОИЗВОЛЬНОГО
СИГНАЛА В ВИДЕ СУММЫ ЭЛЕМЕНТАРНЫХ
КОЛЕБАНИИ
Ф0(х), фДх), ф2(х), ..., ф„ (х), ...
называется ортогональной на отрезке [a, h], если
(2.3)
ь
(2.4)
а
При этом предполагается, что
ь
^ ф£ (х) dx ф О,
(2.5)
а
Г1
(2.6)
а
называется нормой функций ф„ (х).
Функция ф„ (х), для которой выполняется условие
ь
(2.7)
J | / (х) |2 dx < оо,
может быть представлена в виде суммы ряда
Интеграл в предыдущем выражении вычисляется
лен и я / (х).

Умножим обе части уравнения (2.8) на ф„ (х) и проинтегрируем в пре-
ь
делах а, Ь. Все слагаемые вида J ст<рт (х) ф„ (х) dx при т фп обращаются
а
в нуль в силу ортогональности функций фт (х) и ф„ (х). В правой части оста¬
ется одно слагаемое
ь	ь	~'1
J сп фп (-*-) фп (-*") dx = сп J* фп (х) dx ~ сп (I фп (|2,
а	а
что позволяет написать
ь
[ /(х)фч(х) dx~cn \\ц>п Ца,
откуда следует важное соотношение
ь
с«= „ 1 f (x)dx-
II фп и2 J
а
(2.9)
Ряд (2.8), в котором коэффициенты сп определены по формуле (2.9),
называется обобщенным рядом Фурье по данной системе
Ф„ (х). Совокупность коэффициентов с,, называется спектром сигнала
/ (х) в ортогональной системе ф„ (х) и полностью определяет этот сигнал.
Обобщенный ряд Фурье обладает следующим важным свойством: при
заданной системе функций ф„ (х) и фиксированном числе слагаемых ряда
(2.8)	он обеспечивает наилучшую аппроксимацию (в смысле минимума сред¬
неквадратической ошибки) данной функции f (х). Это означает, что средне¬
квадратическая ошибка, под которой подразумевается величина
Ь •	дг
f / (*) — 2 °п фп (X)
dx,
достигает минимума, когда коэффициенты ряда ап = сп.
Действительно, подставив в предыдущее выражение ап — сп + Ьп
и использовав равенства (2.4), (2.6) и (2.9), получим
м- rV(x)dx- 2 ^||С|.П|Р+ 2 ьцупГ.
a
Отсюда следует, что М достигает минимума при Ьп = 0, т. е. при ап =
= сп. Таким образом,
Mmin = f /а (X) dx- 2 clIIФпР•	(2.10)
а	п = 0
Так как величина
J /*(х) dx — \ff
а
является квадратом нормы функции f (х), а Мпцп 0, то на основании
(2.10) можно написать следующее неравенство:
2 с^ФпР^И/р.	(2.11)
18
л = 0

Это основное неравенство, называемое неравенством Бес¬
селя, справедливо для любой ортогональной системы.
Ортогональная система называется полной, если увеличением числа
членов в ряде среднеквадратическую ошибку М можно сделать сколь угод¬
но малой.
Условие полноты можно записать в виде соотношения
2 С'Ш
п= О
(2.12)
При выполнении этого условия можно считать, что ряд (2.8) сходится
в среднем, т. е.
N
dx = 0.	(2.13)
lim ^
N-*oо J
/(*)— 2 ГпФп(*)
п = 0
Из этого, однако, еще не следует, что 2 спФп (х) сходится к f (х), т. е.
п= О
ЧТО
max
f(x)~ 2 спЧ>п(х)
п~ О
= 0
при любых значениях х. В п. 1 § 2.4 будет приведен пример, показываю-
оо
щий, что в отдельных точках на оси х ряд 2 сп(Рп (х) может отличаться от
п = 0
/ (х), хотя равенство (2.13) имеет место.
Для системы функций ф„ (х), принимающих комплексные значения,
приведенные выше определения обобщаются следующим образом:
условие ортогональности
!
фП (х) Фт (х) dx =
0 при пфт\
(2.4')
квадрат нормы функции
ь	ь
II Фл II2 = [ фп (X) Фл (х) dx j 1 фп (х) |а dx;
(2.6')
коэффициенты Фурье
сп- „ м2 U(x)q>n(x)dx.
II фл II2 J
(2.9')
а
В этих выражениях ф* (х) обозначает функцию, комплексно-сопряжен¬
ную функции ф (х).
Применительно к сигналам s (t), являющимся функциями времени, вы¬
ражение (2.8) в дальнейшем будет записываться в форме
s(0= 2 спФ»(0-	(2.14)
п— О
В новых обозначениях квадрат нормы функции s (t) по аналогии с (2.6)
будет
t,
||s|p= j’ s*(t)dt = 3.	(2.15)
ti
Это выражение совпадает с (2.1).
19

Таким образом, в соответствии с формулой (2.12) энергия сигнала
3=2 M’lkJP,	(2-16)
п— О
а при использовании ортонормированной системы функций ц>п (t)
э* 2 и„\2.	(2.16')
п = 0
При этом имеется в виду, что промежуток времени t2 — tu в котором
определяется энергия Э, является интервалом ортогональности для систе¬
мы функций ф„ (t).
Очевидно, что средняя за время t2 — U мощность сигнала
-г~г - -гг 2 ' °п\2М.	(2.17)
Выбор наиболее рациональной ортогональной системы функций зависит
от цели, преследуемой при разложении сложной функции в ряд. Среди раз¬
нообразных задач, требующих разложения сложного сигнала, наиболее
важными являются: 1) точное разложение на простейшие ортогональные
функции; 2) аппроксимация сигналов, процессов или характеристик, ког¬
да требуется свести к минимуму число членов ряда (при заданной допусти¬
мой погрешности).
При первой постановке задачи наибольшее распространение получила
ортогональная система основных тригонометрических функций — синусов
и косинусов. Это объясняется рядом причин. Во-первых, гармоническое
колебание является единственной функцией времени, сохраняющей свою фор¬
му при прохождении через любую линейную цепь (с постоянными параметра¬
ми). Изменяются лишь амплитуда и фаза колебания. Во-вторых, разложение
сложного сигнала по синусам и косинусам позволяет использовать симво¬
лический метод, разработанный для анализа передачи гармонических коле¬
баний через линейные цепи. По этим, а также и некоторым другим причинам
гармонический анализ получил широкое распространение во всех отраслях
современной науки и техники.
При второй постановке задачи — приближенном разложении функций —
применяются разнообразные ортогональные системы функций: полиномы
Чебышева, Эрмита, Лагерра, Лежандра, функции Уолша и многие другие.
Некоторые из этих систем функций будут рассмотрены в гл. 14.
2.3.	ГАРМОНИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ
ПЕРИОДИЧЕСКИХ СИГНАЛОВ
При разложении периодического сигнала $ (t) в ряд Фурье по триго¬
нометрическим функциям в качестве ортогональной системы берут
1,	cos щи sin щи cos 2C0J/, sin 2со^, ..., cos пщ(, sin naj, ...	(2.18)
или
...е-'2йМ,	1, eitt4 e'2®^, ...	(2.19)
Интервал ортогональности в обоих случаях совпадает с периодом Т =
= 2л/со! функции s (t).
Система функций (2.18) приводит к тригонометрической форме ряда
Фурье, а система (2.19) — к комплексной форме. Между этими двумя фор¬
мами существует простая связь.
20

Воспользуемся сначала ортогональной системой (2.19). Тогда ряд Фу¬
рье должен быть записан в форме
s (t) =... с_2 е-/2®>( + с-х е—+ с0-1гс1	-f сг ег2ю,< ... =
-= 2 сп	(2.20)
П» —оо
Совокупность коэффициентов сп ряда Фурье в базисе тригонометриче¬
ских функций называется частотным спектром периодическо¬
го сигнала. Коэффициенты ряда (2.20) сп легко определяются с помощью
формул, приведенных в предыдущем параграфе.
Из формулы (2.6') следует, что
Г/2
1фп(011а= I £lnU>,i	=Т.	(2.21)
— Т/ 2
Таким образом, независимо от п норма ||ср„|| = ]/7\ Используя форму¬
лу (2.9'), получаем
Т/2
сп=* -у j	(2.22)
—	Г/ 2
В выражениях (2.21) и (2.22) учтено, что функции е1’"®** соответствует
комплексно-сопряженная функция e~‘n®it.
Коэффициенты сп в общем случае являются комплексными величина¬
ми. Подставив в (2.22) е-1пю>< = cos — i sin n&{t, получим
Т/2	Т/2
с„-= — J s(/)cosnco, tdt — i	Г s (t) sin пщШ~ с nc—icns.(2.23)
— Т/2	-Г/2
Косинусная (действительная) и синусная (мнимая) части коэффициента
сп определяются формулами
7/2
f s(0cosnco,
7/2
tdt, Г s(t) sin ncoi tdt.
(2.24)
' V
— 7/2
* J
—Г/ 2
Коэффициенты cn часто
Cn — 1 cn Je^9'1,
бывает удобно записывать в форме
(2.25)
где
Iсп| = Vc^+cl, 0„ = -arctg..	(2.26), (2.27)
Спс
Модуль |с„! является функцией, четной относительно п, а аргумент
6„ — нечетной (последнее вытекает непосредственно из выражений (2.24),
показывающих, что спс является четной, a cns нечетной функциями п).
Общее выражение (2.20) можно привести к виду
s(0- £ iae,'(,uM+e").	(2.28)
М s= ■— оо
Теперь нетрудно перейти к тригонометрической форме ряда Фурье.
Выделив из ряда (2.28) пару слагаемых, соответствующую какому-либо за¬
данному значению |л|, например \п\ — 2, и, учтя соотношения 0_г — —02,
|с_.| = |с2), получим для суммы этих слагаемых
|с_2| ег(-2<й,<+9-2> -^|сг\е‘<2®'(+е*> =:) с2Це-г<2®»(+е2> -f e,<2®*<+e*>]e
= 21 с2 j cos (2о>, t + 02).	(2.29)
21

Отсюда видно, что при переходе к тригонометрической форме ряд (2.28)
необходимо записать следующим образом:
s(t)-c0+ 2 2|cn|cos(n(o^ + 0n).	(2.30)
n= 1
Смысл удвоения коэффициентов Фурье сп в тригонометрическом ряду
при п > 1 становится ясным из рассмотрения векторной диаграммы
(рис. 2.1), соответствующей (2.29) при |п| = 2. Вещественная функция
2 |с„| cos (natt -f 0Н) получается как сумма проекций на горизонтальную
ось ОБ двух векторов длиной |с„|, вращающихся с угловой частотой |л| о),
во взаимно противоположных направлениях. Вектор, вращающийся против
часовой стрелки, соответствует положительной частоте, а вектор, вращаю¬
щийся по часовой стрелке, — отрицательной. После перехода к тригономе¬
трической форме понятие «отрицательная частота» теряет смысл. Коэф¬
фициент с0 не удваивается, так как в спектре периодического сигнала со¬
ставляющая с нулевой частотой не имеет «дублера».
Вместо выражения (2.30) в математической и радиотехнической литера¬
туре часто встречается следующая форма записи:
оо	оо
s (/)=—+ 2 (ancosn<Ox* + &„sin«<i)1/) = -^' -f- 2 Ап cos (ntai l т
2 0=1 2 0=1
T0„),	(2.31)
причем 0„ = — arctg (£>„/«„).
Из сопоставления выражений (2.31) и (2.30) видно, что амплитуда п-й
гармоники Ап связана с коэффициентом |с„| ряда (2.28) соотношением
Ап — 2 | сп |, а ап — 2спс, Ьп ~ 2cns.
Таким образом, для всех положительных значений п (включая и п — 0)
Г/2
2 (*
ап = — \ s (t) cos по»! tdt,
-Т/2
г/ 2
Ьп *, — J s(t) sin mo, tdt.
— 772
(2.32)
\I"UV
Рис. 2.1. Представление гармо¬
нического колебания в виде
двух комплексных составляю¬
щих: с положительной и отри¬
цательной частотами
Если сигнал представляет собой функ¬
цию, четную относительно t, т. е. s (t) =
= s (—/), в тригонометрической записи ряда
остаются только косинусоидальные члены,
так как коэффициенты Ьп в соответствии с
формулой (2.32) обращаются в нуль. Для
нечетной относительно t функции s (/), наобо¬
рот, в нуль обращаются коэффициенты ап и
ряд состоит только из синусоидальных членов.
Две характеристики — амплитудная и
фазовая, т. е. модули и аргументы комплекс¬
ных коэффициентов ряда Фурье, полностью
определяют структуру частотного спектра
периодического колебания. Наглядное пред¬
ставление о «ширине» спектра дает графи¬
ческое изображение спектра амплитуд. В ка¬
честве примера на рис. 2.2, а построен спектр
коэффициентов \сп\, а на рис. 2.2, б — спектр
амплитуд Ап — 2 \сп\ для одного и того же
периодического колебания. Для исчерпываю-
22

О-
О-2-i
°-п т Т
Т!1
с
°0
t -
- С
г Cz а<А'
Тт с„
1 1 Т
1 1 1	—
’г
Z
Т А„
1 Т
1 1
0 1 Zaf nuf «а 0 Zt»i noti о
—\п\ы^	-0f ыг	af
0) 6)
Рис. 2.2. Коэффициенты комплексного (а) и тригонометрического (б) рядов Фурье пе¬
риодической функции времени
щей характеристики спектра подобные построения должны быть дополне¬
ны заданием начальных фаз отдельных гармоник.
Спектр периодической функции называется линейчатым или
дискретным, так как состоит из отдельных линий, соответствующих
дискретным частотам 0, сох, со2 = 2colt со3 = Зс^ и т. д.
Использование для гармонического анализа сложных периодических
колебаний рядов Фурье в сочетании с принципом наложения представляет
собой эффективное средство для изучения влияния линейных цепей на про¬
хождение сигналов. Следует, правда, отметить, что определение сигнала на
выходе цепи по сумме гармоник с заданными амплитудами и фазами является
непростой задачей, особенно если не обеспечивается быстрая сходимость
ряда Фурье, представляющего входной сигнал. Наиболее распространенные
в радиотехнике сигналы не соответствуют этому условию, и для удовлетво¬
рительного воспроизведения формы сигналов обычно необходимо суммиро¬
вать большое число гармоник.
2.4.	СПЕКТРЫ ПРОСТЕЙШИХ ПЕРИОДИЧЕСКИХ
СИГНАЛОВ
Рассмотрим несколько примеров периодических колебаний, часто ио
пользуемых в различных радиотехнических устройствах.
1.	ПРЯМОУГОЛЬНОЕ КОЛЕБАНИЕ (РИС. 2.3)
Подобное колебание, часто называемое меандром1, находит особен¬
но широкое применение в измерительной технике.
При выборе начала отсчета времени в соответствии с рис. 2.3, а функ¬
ция является нечетной, а рис. 2.3, б — четной. Применяя формулы (2.24),
находим для нечетной функции (рис. 2.3, а) при s(t)= e(t):
1 Меандр — греческое слово, обозначающее
«орнамент».
Рис. 2.3. Периодическое колеба¬
ние прямоугольной формы (ме
андр)

Рис. 2.4. Коэффициенты комплексного (а) и тригонометрического (б) ряда Фурье коле¬
бания, показанного на рис. 2.3
Учитывая, что Тсох
Е
бпд
(1 — cos пп)
2я, получаем
10 при п =0, 2, 4,...,
ник.
(2Е/пл при п = 1, 3, 5,...
Начальные фазы 0П в соответствии с (2.27) равны —я/2 для всех гармо-
Запишем ряд Фурье в тригонометрической форме
е (t) —	£	2 I cns I cos (пщ t	(sin coj t + -j- sin 3®! t +
n~ 1,3,5,...
-f-^-sin 5coi4 +...j.	(2.33)
Спектр коэффициентов |c„| комплексного ряда Фурье показан на
рис. 2.4, а, а тригонометрического ряда — на рис. 2.4,6 (при Е — 1).
При отсчете времени от середины импульса (рис. 2.3, б) функция явля¬
ется четной относительно t и для нее
cos coj t —	cos За»! 14-
3
— cos 5(0, t—
(2.34)
Рис. 2.5. Суммирование 1-й и 3-й гармоник (а),
1, 3 и 5-й гармоник (б), 1, 3, 5 и 7-й гармоник
(в) колебания, показанного на рнс. 2.3
Графики 1-й (п — 1) и
3-й (п = 3) гармоник и их
суммы изображены на рис.
2.5,	а. На рис. 2.5, б эта сум¬
ма дополнена 5-й гармони¬
кой, а на рис. 2.5, в — 7-й.
С увеличением числа сум¬
мируемых гармоник сумма
ряда приближается к функ¬
ции е (t) всюду, кроме точек
разрыва функции, где обра¬
зуется выброс. При п -* °о
величина этого выброса равна
т. е. сумма ряда отли¬
чается от заданной функции
на 18%. Этот дефект сходи¬
мости в математике получил
название явления Гиб¬
бса. Несмотря на то, что в
24

в
и
т/1 уЛ
и
0
У'Т
и
Рис. 2.6. Периодическое колебание пило¬
образной формы
Рис. 2.7. Сумма первых пяти гармоник
колебания, показанного на рнс. 2.6
рассматриваемом случае ряд Фурье не сходится к разлагаемой функции
е (t) в точках ее разрыва, ряд сходится в среднем, поскольку при п -> с»
выбросы являются бесконечно узкими и не вносят никакого вклада в ин¬
теграл (2.13).
2.	ПИЛООБРАЗНОЕ КОЛЕБАНИЕ (РИС 2.6)
С подобными функциями часто приходится иметь дело в устройствах
для развертки изображения в осциллографах. Так как эта функция являет¬
ся нечетной, ряд Фурье для нее содержит только синусоидальные члены.
С помощью формул (2.24)—(2.31) нетрудно определить коэффициенты ряда
Фурье. Опуская эти выкладки, напишем окончательное выражение для ряда
е (/) =	 sin oij t— — sin 2ah t~\	sin З'щ t —
л \	2	3
	sin 4o>! / 4- ...j.	(2.35)
Как видим, амплитуды гармоник убывают по закону 1 /п, где п = 1,
2, 3, ... На рис. 2.7 показан график суммы первых пяти гармоник (в увели¬
ченном масштабе).
3.	ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТЬ УНИПОЛЯРНЫХ ТРЕУГОЛЬНЫХ
ИМПУЛЬСОВ (РИС. 2.8)
Ряд Фурье для этой функции имеет следующий вид:
е (() = — Г—	—(cos со, (+ — cos За), t + — cos 5co, t + .. Л
w л [ 2	л \	32	1	52	J
(2.36)
Рис. 2.8. Сумма трех первых
гармоник периодической функ¬
ции
25

Рис. 2.9. Периодическая последова¬
тельность прямоугольных импульсов
с большой скважностью
е
1
Е
■-Г -ти/2/Д'ги/2 г t
На рис. 2.8 изображена сумма первых трех членов этого ряда. В данном
случае отметим более быстрое убывание амплитуд гармоник, чем в предыду¬
щих примерах. Это объясняется отсутствием разрывов (скачков) в функции.
4.	ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТЬ УНИПОЛЯРНЫХ
ПРЯМОУГОЛЬНЫХ ИМПУЛЬСОВ (РИС. 2.9)
Применяя формулу (2.32), находим среднее значение (постоянную со¬
ставляющую)
ти/2
f-f J e(()dt~fE	(2.37)
и коэффициент п-й гармоники
V2
а„ =
j е (t) cos mo, tdt ■.
2E	. no, т„
— sin	—~-
nn	2
(2.38)
Так как функция e (t) четная, bn — 0 и An = a„. Таким образом.
e(t)=E f
_2_
л
00 i	\
SI • /ICO i Tm	, i
	Sin 	—- cosmo, t
2 )
(2.39)
Величина N = Г/ти называется скважностью импульс¬
ной последовательности. При больших значениях N спектр
сигнала содержит очень большое число медленно убывающих по амплитуде
гармоник (рис. 2.10). Расстояние между спектральными линиями очень мало,
а амплитуды соседних гармоник близки по величине. Это наглядно вытекает
из формулы (2.38), которую в данном случае удобно представить в несколько
измененном виде
а7> I -Ап
Рис. 2.10. Спектр импульсной после¬
довательности., показанной на рис. 2.9
26

(2.40)
При малых значениях п можно считать
л 2Е nnrlf 	р 2ти
** U	гг	'Г
ЯЛ Т	Т
Постоянная составляющая, равная aj2 = ExJT, вдвое меньше ампли¬
туды 1-й гармоники. При построении спектра коэффициентов |с„| величина
сп приближенно равнялась бы |г,|.
2.5.	РАСПРЕДЕЛЕНИЕ МОЩНОСТИ В СПЕКТРЕ
ПЕРИОДИЧЕСКОГО СИГНАЛА
Пусть сигнал s (() (ток, напряжение) представляет собой сложную
периодическую функцию времени с периодом Т.
Энергия такого сигнала, длящегося от / = —оо до t = оо, бесконечно
велика. Основной интерес представляют средняя мощность периодическо¬
го сигнала и распределение этой мощности между отдельными гармоника¬
ми. Очевидно, что средняя мощность сигнала, рассматриваемого на всей оси
времени, совпадает с мощностью, средней за один период Т. Поэтому можно
воспользоваться формулой (2.17), в которой под коэффициентами с„ следует
подразумевать коэффициенты ряда (2.20), под интервалом ортогональности
U— ti — величину периода Т, а под нормой ||(,„|| — величину YТ 1см.
(2.21)1.
Таким образом, средняя мощность периодического сигнала
оо	оо
Е	I \с„\*.	(2.41)
И — — оо	П~ — ос
Используя тригонометрическую форму ряда Фурье и учитывая, что
с„ = ап 2 и |с’„| = А,,/'2, получаем
2 V =	2 Al	(2'42)
'	лг Г' “ '	пяг I
Если s (t) представляет собой ток i (t), то при прохождении его через со¬
противление г выделяется мощность (средняя)
p=7Fft)~r(il -I /*'2 + /;/2+ ...).
где /„ = а0,2 — постоянная составляющая, а /„ = Ап — амплитуда п-й
гармоники тока i (t).
Итак, полная средняя мощность равна сумме средних мощностей, выде¬
ляемых отдельно постоянной составляющей /0 и гармониками с амплиту¬
дами /ь /2, ... Это означает, что средняя мощность не зависит от фаз от¬
дельных гармоник. Это вытекает из ортогональности спектральных состав¬
ляющих, в данном случае на интервале Т.
2.6.	ГАРМОНИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ
НЕПЕРИОДИЧЕСКИХ СИГНАЛОВ
Изложенный в § 2.3 гармонический анализ периодических сигналов
можно распространить на непериодические сигналы. Пусть такой сигнал
s (t) задан в виде некоторой функции, отличной от нуля в промежутке ((,.
L) (рис. 2.11).
27

Выделив произвольный отрезок времени Т, включающий в себя проме¬
жуток ((,, (2), мы можем представить заданный сигнал в виде ряда Фурье
*> •
5(0= 2	о <t<T,	(2.43)
л е оо
где со, = 2л/Г, а коэффициенты в соответствии с формулой (2.22)
-j j s(t) e—i'Wti dt.
(2.44)
Подставив (2.44) в (2.43). получим
s(t) =
ос
П— — оо
ч
j s(x)
и
Qttitoit ujt .
2n
о </<r.
{2.45)
Здесь учтено, что Г =■ 2я/со,.
Вне отрезка (О, Г) ряд (2.43) определяет функцию s (/) = s (/ ± АТ),
где А — целое число, т. е. периодическую функцию, полученную повторе¬
нием s (t) вправо и влево с периодом Т. Для того чтобы вне отрезка (О, Т)
функция равнялась нулю, величина Т должна быть бесконечно большой.
Но чем больше отрезок Т, выбранный в качестве периода, тем меньше ко¬
эффициенты сп. Устремляя Т к бесконечности, в пределе получаем бесконеч¬
но малые амплитуды гармонических составляющих, сумма которых изобра¬
жает исходную непериодическую функцию s (/), заданную в интервале
/i< (< (2 (см. рис. 2.11). Число гармонических составляющих, входящих
в ряд Фурье, будет при этом бесконечно большим, так как при Г -> оо ос¬
новная частота функции со, = 2п/Т ~*0. Иными словами, расстояние меж¬
ду спектральными линиями (см. рис. 2.2), равное основной частоте со,,
становится бесконечно малым, а спектр — сплошным.	. --
Поэтому в выражении (2.45) можно заменить со, на rfco, mo, на текущую
частоту со, а операцию суммирования операцией интегрирования.
Таким образом, приходим к двойному интегралу Фурье
<х>
d со.
(2.46)
Внутренний интеграл, являющийся функцией со,
t 3
S (со) = | s (/) dt,
й
(2.47)
называется спектральной плотностью или спектраль¬
ной характеристикой функции s (()-
В общем случае, когда пределы /, и t., не уточнены, спектральная плот¬
ность записывается в форме
S (со) = s(/) е~dt.
(2.48)
-Т	0 tf	t2 Т
Рис. 2.11. Одиночный импульс
После подстановки (2.48) в выра¬
жение (2.46) получаем
s(/) = Д- j S (со) е'“' Ло. (2.49)
28

Выражения (2.48) и (2.49) называются соответственно прямым и
обратным преобразованиями Фурье.
Выражение (2.48)'отличается от (2.22) только отсутствием множителя
МТ. Следовательно, спектральная плотность S (со) обладает всеми основными
свойствами коэффициентов сп комплексного ряда Фурье. По аналогии с
(2.23)	и (2.25) можно написать
S (со) = А (со) — 1В (со) = S (со) е'0(“),	(2.50)
где
А(со) = J s (t) cos mtdt, В(со) = J s (t) sin u>tdt.	(2.51)
— oo	—oo
Модуль и аргумент спектральной плотности определяются выражения¬
ми
S (со) = VlA (со)]2 + [В (со)]2,	(2.52)
0	(со) = —arctg [5 (со)/Л (со)].	(2.53)
Первое из этих выражений Можно рассматривать как амплитуд¬
но-частотную (АЧХ), а второе — как фазо-частотную
характеристики (ФЧХ) сплошного спектра непериодического сиг¬
нала s (t).
Как и в случае ряда Фурье, S (со) является четной, а 0 (со) — нечетной
функцией частоты со.
На основании формулы (2.50) нетрудно привести интегральное преобра¬
зование (2.49) к тригонометрической форме. Имеем [аргумент функции
6 (со) в последующих выражениях опущен]:
00 00
S(0=J S (со) ег<(й<+0) dco«= ~ J S(»)cos(ffl< + 0)A» +
+ i— Г 5 (со) sin (at + 0) dco.
2я J
— OO
Из четности модуля и нечетности фазы следует, что подынтегральная
функция в первом интеграле является четной, а во втором — нечетной от¬
носительно со. Следовательно, второй интеграл равен нулю и окончательно
оо	оо
s (t) ев -J— Г S (со) cos (со/ + 0) d(o — — Г S (ю) cos (tot + 0) d .	(2.54)
2jt J	л J
— OO	0
Переход от комплексной формы (2.49) к тригонометрической (2.54)
обычно целесообразен в конце анализа; все промежуточные выкладки при
применении интеграла Фурье удобнее и проще производить на основании
комплексной формы (2.49).
Отметим, что при со = 0 выражение (2.47) переходит в следующее:
00
S(0)= j s(t)dt = площадь под кривой s(t),	(2.55)
— оо
Следовательно, для любого сигнала s (t) спектральная плотность S (со)
на нулевой частоте равна «площади сигнала». Это правило полезно для бы¬
строго выявления структуры спектра некоторых сигналов. Примеры приме¬
нения этого правила приводятся в §2.10.
29

2.7.	СООТНОШЕНИЕ МЕЖДУ СПЕКТРАМИ
ОДИНОЧНОГО ИМПУЛЬСА И ПЕРИОДИЧЕСКОЙ
ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТИ ИМПУЛЬСОВ
Пусть заданы импульс (t) и соответствующая ему спектральная
плотность $х (со) = St (2л/) (рис. 2.12, а). На этом рисунке изображен модуль
сплошного спектра S, (2л/) в виде функции, четной относительно /.
При повторении импульсов с периодом Т получается последователь¬
ность, представленная на рис. 2.12, б (слева). Линейчатый (дискретный)
спектр этой последовательности изображен в правой части рисунка. При
периоде Т интервал между любыми двумя соседними гармониками равен
1 IT.
Коэффициент л-й гармоники в соответствии с выражением (2.22)
(0	dt,
и
где coj = 2л/Т; tx и t2 соответствуют рис 2.11.
Спектральная же плотность одиночного импульса на той же частоте
со = па1 будет [см. (2.47)1
S(co = «co1) = | Sx(t) е~1гт‘( dt.
u
Как ранее уже отмечалось, спектральная плотность Sx (со = ncoj) от¬
личается от коэффициента сп ряда Фурье периодической последовательности
только отсутствием множителя 1/7\
Следовательно, имеет место простое соотношение
cn - Sj (пщ)/Т = fj Si (/гсох).	(2.56)
Соответственно комплексная амплитуда n-й гармоники
А„ 2с„ = 2/х Sx (псох).	(2.56')
Итак, модуль спектральной плотности одиночного импульса и огибающая
линейчатого спектра периодической последовательности, полученной путем
повторения заданного импульса, совпадают по форме и отличаются только
масштабом.
На рис. 2-12, б штриховой линией обозначена огибающая линейчатого
спектра |с„| *= f& (поц).
Рис. 2.12, Одиночный импульс и его спектральная плотность (а), периодическая после¬
довательность импульсов и ее линейчатый спектр (б)
30

С увеличением Т спектральные линии на рис. 2.12, б сближаются и ко¬
эффициенты сп уменьшаются, но так, что отношение |с„|/Д остается неиз¬
менным. В пределе, при Т ->»оо, приходим к одиночному импульсу со спек¬
тральной плотностью
S1(co) = lim(cn//1).
fi-*0
Таким образом, становится наглядным термин «спектральная плот¬
ность»: S (со) есть амплитуда напряжения (тока), приходящаяся на 1 Гц
в бесконечно узкой полосе частот, которая включает в себя рассматрива¬
емую частоту и.
2.8.	НЕКОТОРЫЕ СВОЙСТВА ПРЕОБРАЗОВАНИЯ
ФУРЬЕ
Между сигналом s (t) и его спектром S (со) существует однозначное со¬
ответствие. Для практических приложений важно установить связь между
преобразованием сигнала и соответствующим этому преобразованию изме¬
нением спектра. Из многочисленных возможных преобразований сигнала
рассмотрим следующие наиболее важные и часто встречающиеся: сдвиг сиг¬
нала во времени, изменение масштаба времени, сдвиг спектра сигнала по
частоте, дифференцирование и интегрирование сигнала. Кроме того, будут
рассмотрены сложение сигналов, произведение и свертка двух сигналов, а
также свойства взаимной обратимости со и t в преобразованиях Фурье.
1.	СДВИГ СИГНАЛОВ ВО ВРЕМЕНИ
Пусть сигнал s1(t) произвольной формы существует на интервале вре¬
мени от Д до Д и обладает спектральной плотноствю Sj (со). При задержке
этого сигнала на время Д (при сохранении его формы) получим новую функ¬
цию времени
«I (0 =h(t— to),
существующую на интервале от Д + Д до Д + Д.
Спектральная плотность сигнала s2 (t) в соответствии с (2.48)
S (ю) =. J s2(t) e - ш dt -= I' %(*—Д)е-'«'Л.
Вводя новую переменную интегрирования х = t — Д, получаем
tt
S (со) =e_fu)** J s1(x) е~ип dx ~e~te>t»S1(ai).	(2.57)
и
Из этого соотношения видно, что сдвиг во времени функции s (t) на
+ Д приводит к изменению фазовой характеристики спектра S (со) на вели¬
чину ±соД. Очевидно и обратное положение: если всем составляющим спек¬
тра функции s (/) дать фазовый сдвиг 0 (со) = ± соД, линейно-связанный с
частотой со, то функция сдвигается во времени на ±Д.
Амплитудно-частотная характеристика спектра (т. е. модуль спектраль¬
ной плотности) от положения сигнала на оси времени не зависит.
2.	ИЗМЕНЕНИЕ МАСШТАБА ВРЕМЕНИ
Пусть сигнал Sj (t), изображенный на рис. 2.13 сплошной линией, под¬
вергся сжатию во времени. Новый сжатый сигнал s3 (i) (штриховая кривая

Si
Рис. 2.13. Сжатие сигна¬
ла при Сохранении его
формы и амплитуды
на рис. 2.13) связан с исходным соотношением
s2 (/) = sx (nt), n> 1.
Длительность импульса s2 (t) в п раз меньше,
чем исходного, и равна ти/п. Спектральная плот¬
ность сжатого импульса
V"
S2(a>) = J s2(t)e~lat
о
(nt) е~шШ.
Вводя новую переменную интегрирования т = nt, получаем
, <■>
• I — т
dx.
Но интеграл в правой части этого выражения есть не что иное, как
спектральная плотность исходного сигнала Sj (t) при частоте со/п, т. е.
Sx (<о/п).
Таким образом,
S2 (со) =;(l/n)Sx(co/n).
Итак, при сжатии сигнала в п раз на временной оси во столько же раз
расширяется его спектр на оси частот. Модуль спектральной плотности
при этом уменьшается в п раз. Очевидно, что при растягивании сигнала во
времени (т. е. при п <С 1) имеют место сужение спектра и увеличение модуля
спектральной плотности.
3.	СМЕЩЕНИЕ СПЕКТРА СИГНАЛА
Применим (2.48) к произведению s(t) cos (co0£ + 0О)
ОО	00
j* s(i1) cos(co0rf-f 0О) &-mdt— J s(t) J^-i-e;(<Bo'+e«) +
— оо	— оо
Ц<».< + в,)
J s(t)e-i(°-°°>tdt+
+
I
s(t) e~dt.
Первый интеграл в правой части есть не что иное, как спектральная
плотность функции s (t) при частоте со — ю0, а второй интеграл — при ча¬
стоте и + со0. Поэтому полученное выше соотношение можно записать в
форме
ОО
J s (t) cos (со01 + 0O) e-ш dt =-i-[ef0»S (<o —to0)-f-.e- *0*S (© + co0)], (2.58)
— oo
где S (со) — спектральная плотность сигнала s (t).
Из выражения (2.58) вытекает, что расщепление спектра S (со) на две
части, смещенные соответственно на +со0 и —о)0, эквивалентно умножению
функции 5 (/) на гармоническое колебание cos co0t (при 0О *= 0).
Более подробно это положение рассматривается в гл. 3 при изучении
модулированных колебаний.
32

4. ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ И ИНТЕГРИРОВАНИЕ СИГНАЛА
Дифференцирование сигнала s, (t) можно трактовать как почленное диф¬
ференцирование всех гармонических составляющих, входящих в его спектр.
Но производная функции еш радна те'®', из чего непосредственно вы¬
текают следующие соответствия: *
«1 (О 4~ S, (со), s2 (0 = -5-1 2 ^ -HicoSi(co) = Sg (со).	(2.59)
dt
К этому результату можно прийти также из общего преобразования
Фурье
t
Г <i*i (')
J dt
— ОС
е dt
-st (/) е'-""'
-t (coSj (со) - ■ iojSj (со).
Первое слагаемое в правой части обращается в нуль, поскольку при
±оо Sj (/) —>-0 (условие интегрируемости сигнала).
Аналогичным образом можно показать, что сигналу
I
s2(f) = ( s2(x)dx
соответствует спектральная плотность
S2 (со) =.(1,-/0)) Sj (со).	(2.60)
Следует, однако, подчеркнуть, что в отличие от операции tcoSj (ш)
операция (1/m) Si (со) законна только для сигналов, отвечающих условию1
S (0) — 0, т. е. для сигналов с нулевой площадью
ос
\ Si(t)dt = 0 (см. приложение 2).
5.	СЛОЖЕНИЕ СИГНАЛОВ
Так как преобразование Фурье, определяющее спектральную плотность
заданной функции времени, является линейным, очевидно, что при сло¬
жении сигналов Sj (t), s2 (/), .... обладающих спектрами Эл (со), S2 (со), ...,
суммарному сигналу s (t) = st (t) 4- s., (t) -I ... соответствует .спектр
S (со) S, (со) 4 So (со) т- ...
6.	ПРОИЗВЕДЕНИЕ ДВУХ СИГНАЛОВ
Пусть рассматриваемый сигнал s (t) является произведением двух функ¬
ций времени f (t) и g (t).
Используя общую формулу (2.48), определяем спектр сигнала s (t)
ос	ои
S(co)= \ s(t)e~iMtdt ~	\ f(t)g{t)eu"‘dt.	(2.61)
— ос	- со
Каждую функцию f (t)	и	g (t)	можно	представить в виде интеграла
Фурье:
ПС	оо
/(0 ———■ 1 F (со) е10’'rfco, g(t)=—— ( G (со) е‘,,‘'dco.
2л 1	2л I
1 См.: Математические основы современной радиоэлектроники / И. А. Большаков,
Л. С. Гуткин, Б. Р. Левин, Р. Л. Стратонович. М.: Сов. радио, 1968.
2 дяк. 1;ыб
33

Подставляя в (2.61) второй из этих интегралов, получаем
S (©) — •
2л
ОО	р ОО
j /w[ j G!
-— ОО	I   ОО
(х) elxi dx I е~!ш1 dt —
I
2л
f (()e~'(">—x)/dt
]
dx.
Заключенный в квадратные скобки интеграл по переменной t представ¬
ляет собой спектральную плотность функции / (t) при частоте со — х. т. е.
F (со — х). Следовательно,
S (to) = j* G (х) F (о> —х) dx.	(2.62)
— ОО
Итак, спектр произведения двух функций времени / (/) и g (t) равен,
(с коэффициентом 1/2л) свертке их спектров F (со) и G (о)).
Из выражений (2.61) и (2.62) в частном случае и> 0 вытекает следую¬
щее равенство:
оо	оо
] f«)g(t)dt=±- j G (х) F ( x)dx.
- OO	- - TO
Заменяя в последнем выражении х на а», получаем
f f(t)g(t)dt-— f G (w) F (— w) rfo) = —i- Г G (о)) F* (w) di<K (2.63)
J	2л J	2л J
--00	—OO	<X
где F* ((o) — F (— и) — спектральная функция, комплексно-сопряженная
функция F (со).
Аналогично можно показать, что произведению двух спектров F (со) х
X G (со) = S (со) соответствует функция времени s (t), являющаяся сверт¬
кой функций / (/) и g (/):
s(t)~ j f(y)g(t
— ос
оо
y)dy— j f{t — y)g{y)dy=*
— cv
=— f
2я .)
F (со) G ((о) еш diо
(2.64)
Последнее выражение особенно широко используется при анализе пе¬
редачи сигналов через линейные цепи. В этом случае функции времени
/ (/) и g (t) имеют смысл соответственно входного сигнала и импульсной ха¬
рактеристики цепи (см. § 6.3), a F (ш) и G (ш) — спектральной плотности
сигнала и передаточной функции цепи.
,34

7.	ВЗАИМНАЯ ЗАМЕНЯЕМОСТЬ ш И f В ПРЕОБРАЗОВАНИЯХ
ФУРЬЕ
Обратимся к общему выражению (2.48) и выясним свойства функции
S (to) для различных функций s (t).
1.	Если s (/) есть функция, четная относительно /, то, переписывая вы¬
ражение (2.48) в виде
ОО	CV
S(to) = | s (t) cos cotdt—i | s (/) sin cotdt,
— oo	—*oo
убеждаемся, что при четности s (t) второй интеграл равен нулю, так как
произведение s (t) sin cot является функцией, нечетной относительно t, а
пределы интегрирования симметричны.
Таким образом, при s ((), четной относительно t, функция S (to), опре¬
деляемая первым интегралом, есть функция вещественная и четная относи¬
тельно (О.
2.	Если s (t) нечетна относительно t, то в нуль обращается первый ин¬
теграл и
ОО
S(to) =—i i s (t) sin cotdt.
В этом случае S (со) — нечетная и чисто мнимая функция.
3.	Если, наконец, s (t) не является четной или нечетной функцией от¬
носительно А то ее можно разложить на две функции: четную s, (/) и не¬
четную So (t). При этом S (to) представляет комплексную функцию, причем
действительная ее часть четна, а мнимая нечетна относительно со.
Из п. I вытекает, что при четной функции s (t) можно произвольно выби¬
рать знак перед t в обратном преобразовании Фурье 1см. (2.49)1: выберем
знак минус и запишем формулу (2.49) в виде
ПС
s(t)——— I S(o>)e dco.
2л
- х
В последнем интеграле заменим переменную интегрирования со на t
и параметр t на со. Тогда левая часть должна быть записана в виде функции
от аргумента to
S((0)=J_ Г S (/)
2л ,1
e~'oUdt.
Но интеграл в последнем выражении можно рассматривать как спектраль¬
ную плотность новой функции S (t), полученной заменой to на t в выраже¬
нии спектральной плотности сигнала s (/).
Обозначим эту спектральную плотность через S' (со). Тогда
S' (со) = 2ns (to).	(2.65)
Этот результат показывает, что переменные to и £ в преобразованиях Фурье
взаимно заменимы; если колебанию (четному) s (t) соответствует спектр
S (to), то колебанию S (t) соответствует спектр 2ns (со).
2;
35

2.9.	РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ЭНЕРГИИ В СПЕКТРЕ
НЕПЕРИОДИЧЕСКОГО СИГНАЛА
Для получения выражения, аналогичного (2.42), можно идти двумя пу¬
тями: исходя из (2.42) совершить предельный переход Т —*■ оо или восполь¬
зоваться результатами предыдущего параграфа.
Рассмотрим второй путь. Для этого воспользуемся выражением (2.63).
Если f (t) и g (t) представляют собой одно и то же колебание
/ (0 S (0 s (0.
то интеграл
х	х
\ f(t)g(t)dt = \ s*(t)dt^9
-- оо	— ос
представляет собой полную энергию сигнала s (t). Кроме того, произведение
спектральных плотностей G (со) и F* (w) приводится к виду
G (to) F* (о.) =-. S (to) S* (и) = | S (м) |* = S* (ю),
где S (со) — спектр сигнала s (t), а 5 (to) — модуль этого спектра.
Таким образом, в соответствии с (2.63) приходим к окончательному ре¬
зультату
Это важное соотношение, устанавливающее связь между энергией сиг¬
нала и модулем его спектральной плотности, известно под названием ра-
венства Парсеваля.
Между выражениями (2.42) и (2.66) имеется существенное различие.
В § 2.5 речь шла о средней мощности периодического колебания. Операция
усреднения осуществлялась делением энергии отрезка колебания за один
период на величину Т. Для непериодического колебания конечной длитель¬
ности усреднение энергии за бесконечно большой период дает нуль и, следо¬
вательно, средняя мощность такого колебания равна нулю.
Важно отметить, что энергия непериодического сигнала не зависит от
фазировки спектральных составляющих. Это является, как и для периоди¬
ческого сигнала, результатом ортогональности спектральных составляющих.
Различие заключается лишь в интервалах ортогональности: период Т для
периодического сигнала и бесконечно большой интервал для непериодиче¬
ского сигнала.
Из выражения (2.66) видно, что величину |S (ы)Г‘, имеющую смысл
энергии, приходящейся на 1 Гц, можно рассматривать как спектральную
плотность энергии сигнала.
2.10.	ПРИМЕРЫ ОПРЕДЕЛЕНИЯ СПЕКТРОВ
НЕПЕРИОДИЧЕСКИХ СИГНАЛОВ
Основной задачей настоящего параграфа является пояснение свойств
преобразований Фурье, приведенных в предыдущих параграфах, на приме¬
рах, важных для практики.
36
V

1. ПРЯМОУГОЛЬНЫЙ ИМПУЛЬС
Простейшее колебание, определяемое выражением
= при — ти/2<* <ти/2,
1	( 0 при t С—ти/2 и />ти/2
и представленное на рис. 2.14, а, получило широкое распространение как
в технике, так и в теории сигналов и цепей. Применяя формулу (2.48), на¬
ходим спектральную плотность (рис. 2.14, 6)
V2
Sj (со) = A f
J	—и
“ти/2
е
2А
со
sin
сот,,
= Лх
и
' sin (сот„/2) 1
сот„/2 J
(<вти	iwt«
2 2
— е
(2.68)
Заметим, что произведение Лти, равное площади импульса, определяет
значение спектральной плотности импульса при со = 0, т. е. Si (0) = Ати
[см. (2.55)1.	\
Таким образом, выражение (2.68) можно записать в форме
Si (со) = Si (0) s-‘—l“.!ll/2) =	(0) sine (JZZs- ).	(2.69)
сот,,/2	V 2 )
Здесь через sine (соти/2) обозначена функция
sine (х) = (sin х)/х.	'	-	(2.70)
При удлинении (растягивании) импульса расстояние между нулями
функции Sj (со) сокращается, что равносильно сужению спектра. Значение
Si (0) при этом возрастает. При укорочении (сжатии) импульса, наоборот,
расстояние между нулями функции Sj (со) увеличивается (расширение спек¬
тра), а значение Si (0) уменьшается. В пределе при ти -*0 (А = const)
точки coi = ±2л/т„, соответствующие двум первым нулям функции Sj (со),
удаляются в бесконечность и спектральная плотность, бесконечно малая по
величине, становится равномерной в полосе частот от —оо до оо.
На рис. 2.15 показаны отдельно графики модуля Sj (со), отнесенного
к величине Si (0), и аргумента 0 (со) спектральной плотности. Первый из
этих графиков можно рассматривать как АЧХ, а второй — как ФЧХ спек¬
тра прямоугольного импульса. Каждая перемена знака Sx (со) учитывается
на рис. 2.15, б приращением фазы на л.
Рис. 2.14. Прямоугольный импульс (а) и его спектральная плотность (б)
37

Sf
'С
О	г; t
Рис. 2.16. Совмещение начала отсчета вре¬
мени с фронтом прямоугольного импульса
Рис. 2.15. Модуль (а) и аргумент (б) спек¬
тральной плотности прямоугольного им¬
пульса
При отсчете времени не от середины импульса (как на рис. 2. 13), а от
фронта (рис. 2.16) ФЧХ спектра импульса должна быть дополнена слагае¬
мым о)ти/2, учитывающим сдвиг импульса на время ти/2 (в сторону запазды¬
вания). Результирующая ФЧХ принимает при этом вид, показанный на
рис. 2.15, б штриховой линией.
$
2. ТРЕУГОЛЬНЫЙ ИМПУЛЬС
Представленный на рис. 2.17, а импульс определяется выражением
s2 (t) =■
(2.71)
Прямое вычисление спектральной плотности треугольного импульса по
формуле (2.48) хотя и несложно, все же несколько громоздко.
Для иллюстрации применения теорем о спектрах, приведенных в преды¬
дущем параграфе, найдем сначала спектральную плотность функции, являю¬
щейся производной от заданного сигнала ss (t). График производной показан
на рис. 2.17, б. Спектральная плотность положительного прямоугольного
импульса длительностью ти/2 и амплитудой
ти/2
по аналогии с формулой
(2.68) и с учетом сдвига середины импульса на время ти/4 относительно точ¬
ки t = О
А ти sin (<оти/4) e + i0)TH/4 _ д sin (о>ти/4) е<чвти/4
ти/2 2 <оти/4	шТи/4
Рис. 2.17. К определению спектральной плотности треугольного импульса
38

Спектральная плотность отрицательного импульса, показанного на
рис. 2.17, б, соответственно
д bin ((ОТц/4) е —
о)ти/4
Суммарная спектральная плотность двух импульсов
sin (о>тц/4) |с»«йт„/4	c-i(0T„/4^ = ~2Д sin2 (соти/4)
<вти/4	о)Т|,/4
(2.72)
Спектральная плотность треугольного импульса, являющегося инте¬
гралом от функции s'(/), получается делением предыдущего выражения
(2.72) на /со [см. (2.60)1:
sin2 (мтп/4)	Ати / sin (от„/4 ^2
2	\	<1)ти/4	/
52(ш) = —•
(О
<оТц/4
(2.73)
Множитель Ат„/2 = 52 (0) — площадь треугольного импульса.
График S2 (со) представлен на рис. 2.17, в. Полезно отметить, что
уровень боковых лепестков спектра треугольного импульса убывает пропор¬
ционально I/со2, а не 1/(0, как в случае прямоугольного импульса. Большая
скорость убывания спектра объясняется отсутствием разрывов в рассматри- %
ваемой функции. Аналогичная картина была отмечена в § 2.4 при рассмотре¬
нии линейчатого спектра периодической последовательности треугольных
импульсов.
Обобщение этого важного вопроса, основанное на использовании аппа¬
рата дельта-функций, дается в §2.13.
3. КОЛОКОЛООБРАЗНЫЙ (ГАУССОВСКИЙ) ИМПУЛЬС
(РИС. 2.18, а)
Представленный на рис. 2.18, а импульс определяется выражением
s3(/) = Ае~*‘/2а\ —оо </<оо.	(2.74)
Этот импульс, совпадающий по форме с графиком нормального (гауссовско¬
го) закона распределения вероятностей, называется также гауссовским им¬
пульсом. Постоянная а имеет смысл половины длительности импульса, оп¬
ределяемой на уровне е-1/2 = 1/е1/2 от амплитуды импульса. Таким образом,
полная длительность импульса ти равна 2а.
Применяя выражение (2.48), получаем
оо
S3(со) — А (‘ е-'!/2а'ъ-Ш(Ц.	(2.75)
Для вычисления интеграла удобно в подынтегральной функции дополнить
показатель степени до квадрата суммы
где величина d определяется из условия
ш/ = 2 (// j/12 a) d,
39

откуда
d = i<x>a/ j/2.	(2.76)
Таким образом, выражение (2.75)
можно привести к виду
S8(со) = Aed‘ j e-(^2a+d)3^
— оо
Переходя к новой переменной
х — (t/\f 2d) -i d, получаем
ОО
S3 (а>) *= Aed‘ ]/2a j* e~xldx.
— OO
Учитывая, что входящий в это выражение интеграл равен ]/гя, окончатель¬
но получаем
S3(co)=: А У2^ае-а’(л112 = Ве-шг12Ь\	(2.77)
где Ь — Ма\ В = |/2лаЛ.
График этой функции изображен на рис. 2.18, б.
Полученный результат имеет важное значение для теории сигналов.
Оказывается, что гауссовский импульс и его спектр выражаются одинако¬
выми функциями и обладают свойством симметрии: для получения одной
из них по заданной другой достаточно заменить t на со или наоборот. При
этом спектральная полоса, определяемая на уровне е-1/2 от максимального
значения, равна 26 = 21а = 2-2ти = 4т„, а коэффициент В — уг2лаА-
Гауссовскому спектру
S3((о)=Ве-а,/2(>1	(2.78)
Рис. 2.18. Колоколообразный (гаус¬
совский) импульс (а) и его спект-
тральная плотность (б)
соответствует гауссовский импульс
s3(t) =Ае~ь'*Ч2 =■■-££? е-^’/г	(2.79)
У 2л
с длительностью 21 b и амплитудой А = Bb/У2л.
Очевидно, что чем меньше длительность импульса т,„ тем шире спектраль¬
ная полоса 26.
4.	ИМПУЛЬС ВИДА SINC (х)
На рис. 2.19, а изображен импульс, определяемый выражением
s4 (0 = sine (com t) .=	.	(2.80)
^	2щт t
Вместо вычисления спектральной плотности по формуле (2.48) восполь¬
зуемся результатами п. 1 данного параграфа и свойством взаимной заменяе¬
мости ши1в преобразованиях Фурье для четных функций времени (см. п. 7
§2.8).
Из рис. 2.14 очевидно, что после замены ш на / и t на со заданной функ¬
ции ss ({) будет соответствовать спектр прямоугольной формы. Остается
лишь найти площадь этого спектра и его уровень.
40

Рис. 2.19. Импульс вила sine (<о.„/) (о) и его спектральная плотность (и)
Для этого сопоставим абсциссу t — л со,,, на рис. 2.19, а с аналогичной
абсциссой о) - 2л. ти на рис. 2.14, б. Очевидно, что при замене t на to (или
наоборот) в данном примере необходимо исходить из соответствия я/сош
—>-2л/т„, т. е. т„ ->-2сот, откуда следует, что 2о>ш и есть искомая ширина
спектра S4 (со).
Уровень спектра, равномерный в полосе —шт < ы < ыт, проще все¬
го определить по его значению в точке м — 0, для которой S4 (0) равно пло¬
щади импульса 1см. (2.55)1:
S4 (0) = s3 (t) dt = А
sin u)rn l
(Огн t
dt =■
dx —
A	A
— 	 Л = 	;	 -
10 m	2/ m
Итак, окончательно
S4(w) = I Л 2/m ГфИ '10'
к I о при I <o| >U),„.
(2.81)
(2.82)
5.	ГРУППА ОДИНАКОВЫХ И РАВНООТСТОЯЩИХ
ИМПУЛЬСОВ
Спектральную плотность первого импульса в пачке (рис. 2.20) обозначим
через Sj (о>). Тогда для второго импульса, сдвинутого относительно перво¬
го на время Т (в сторону запаздывания), спектральную плотность можно на
основании (2.57) представить выражением S2 (to) ----- S, (to) е“/мТ, для тре¬
тьего импульса S3 (to) — S, (to) е~‘'2аТ и т. д.
Для группы из N импульсов в соответствии с принципом линейного сум¬
мирования спектров при сложении сигналов спектральная плотность
S (ю) — Sj (со) [ [	, е~- ггыТ
При частотах, отвечающих ус¬
ловию со - /г2л-Т, где k — целое
число, каждое из слагаемых в квад¬
ратных скобках равно единице и,
следовательно,
S[k2n T\~NSt \k2n,T\. (2.84)
Таким образом, при частотах
о) = &2л Т модуль спектральной
е'<л 1,ы/|.	(2.83)
S
t
П‘ П""
N
0
- Т г
(N-1)T ^
t
Рис. 2.20. Пачка одинаковых, равноотстоя¬
щих импульсов
41

Рис. 2.21. Модуль спектральной плотности пачки из трех (а) и четырех (б) импульсов
плотности1 пачки в N раз больше модуля спектра одиночного импульса.
Это объясняется тем, что спектральные составляющие различных импуль¬
сов с указанными выше частотами складываются с фазовыми сдвигами,
кратными 2л.
При частотах же со (ЬЛ() (2яТ), а также при некоторых других
частотах, для которых сумма векторов е~'кт обращается в нуль, суммарная
спектральная плотность равна нулю. При промежуточных значениях ча¬
стот модуль 5 (о)) определяется как геометрическая сумма спектральных
плотностей отдельных импульсов.
В качестве иллюстрации на рис. 2.21, а изображен спектр (модуль)
пачки из трех прямоугольных импульсов, а на рис. 2.21, б — из четырех при
интервале между соседними импульсами Т Зт„. Штриховыми линиями
показана спектральная плотность одиночного импульса. С увеличением чис¬
ла импульсов в пачке спектральная плотность все более расщепляется ri в
пределе при N —со принимает линейчатую структуру спектра периодиче¬
ской функции (см. рис. 2.12).
2.11.	БЕСКОНЕЧНО КОРОТКИЙ ИМПУЛЬС
С ЕДИНИЧНОЙ ПЛОЩАДЬЮ (ДЕЛЬТА-ФУНКЦИЯ)
Некоторые из возможных импульсов, площадь которых равна едини¬
це, изображены на рис. 2.22. Амплитуды всех этих импульсов обратно про¬
порциональны соответствующим образом определенной длительности. При
стремлении длительности к нулю амплитуда обращается в бесконечность,
а площадь импульса остается неизменной и равной единице.
Амплитуду прямоугольного импульса следует приравнять величине
l/xj (рис. 2.22. а), где лг, - длительность импульса.
42

При гауссовском импульсе (рис. 2.22, б) амплитуда должна быть прирав¬
нена \!\^2ка, поскольку
оо
f e-jr,/2n,rf* = ] г2л а.
— ос
Наконец, для импульса вида sin (2nfmx)/nx (рис. 2.22, в), площадь
которого равна единице, амплитуда равна 2/т (при х = 0). Длительность
импульса (главного лепестка) обратно пропорциональна параметру /„,.
При устремлении параметров дг, и а к нулю, a fm к бесконечности все
три изображенные на рис. 2.22 функции можно определить следующим об¬
разом:
б |°о при х=0,	(2 85)
( 0 при хФ 0
при одновременном' условии
оо
f б (х) dx — площадь импульса = 1.	(2.86)
Функция б {х), обладающая указанными свойствами, называется еди¬
ничным импульсом, импульсной функцией или
дельта-функцией (а также функцией Дирака).
Применительно к исходным функциям, изображенным на рис. 2.22, б
и в, дельта-функция должна быть определена выражениями
б(*) = Нт—1_ е~ -*г/2«г, 6(x) = lim [sin (2я^т х) 'пх\.
«-♦о ~[/2л a	im~*'*
Возможны и другие многочисленные определения 6 (л:).
При сдвиге импульса по оси х на величину дг0 определения (2.85), (2.86)
должны быть записаны в более общей форме
6(х -х„) =
X
О
при A' = .V„.
при V Л'„
| б (л' x„)dx— I.
(2.87)
(2.88)
б (л- - x„) = liin4re-,J	(2.89)
"—О фЛ?я а
б (л- —Xfl) = lim sin2n/'"1 (х ■	(2.90)
in,-*'
Рис. 2.22. Импульсы, обращающиеся в дельта-функцию при стремлении длительности
к нулю
43

Функция 6 (х) обладает важными свойствами, благодаря которым она
получила широкое распространение в математике, физике и технике.
Из определений (2.87), (2.88) вытекает основное соотношение
ТС	ос
( 6(x—x0)f(x)dx=.f{x0) \ Ь(х —x0)dx = i(xa).	(2.91)
— оо	—оо
Так как но определению функция б (х — х0) равна нулю на всей оси х,
кроме точки х — х0 (где она бесконечно велика), то промежуток интегриро¬
вания можно сделать сколь угодно малым, лишь бы он включал в себя точ¬
ку дг0. В этом промежутке функции / (х) принимает постоянное значение
/ (х0), которое можно вынести за знак интеграла. Таким образом, умноже¬
ние любой подынтегральной функции / (х) на б (дг — х„) позволяет прирав¬
нять интеграл произведения значению / (х) в точке х х0.
В математике соотношение (2.91) называется фильтрующим свойством
дельта-функции1.
В теории сигналов приходится иметь дело с дельга-функциями от аргу¬
ментов t или со, в зависимости от того, в какой области рассматривается
функция — во временной или частотной.
Рассмотрим сначала свойства функции б (/). В этом случае основное
значение имеет спектральная характеристика дельта-функции. В §2.10
было установлено, что при сокращении длительности т„ прямоугольного
импульса (неизменной амплитуды) ширина основного лепестка спектраль¬
ной плотности увеличивается, а величина 5 (0) быстро уменьшается. В дан¬
ном же случае, когда уменьшение длительности импульса сопровождается
одновременным увеличением его амплитуды, значение спектральной плот¬
ности остается неизменным и равным величине 5 (0)	1 для всех частот
—оо ■< со ■< оо. То же самое имеет место при укорочении любого из им¬
пульсов, показанных на рис. 2.22.
Следовательно, спектральная плотность дельта-функции вещественна
и равна единице для всех частот. Из этого также вытекает, что ФЧХ спектра
дельта-функции б (/) равна нулю для всех частот. Это означает, что все
гармонические составляющие единичного импульса при нулевых начальных
фазах, суммируясь, образуют пик бесконечно большой величины в момент
времени t = 0.
Аналогично функция б (t—/0), определяющая единичный импульс
в момент /0, имеет спектральную плотность S (со) = е-,'и,''>. Модуль этой функ¬
ции по-прежнему равен единице, а ФЧХ 0 (со) — — соt0.
Найденная ранее спектральная плотность дельта-функции может быть
получена и с помощью преобразования Фурье:
оо
S(W)= \ б(/ — t0)e -iu,'dt.
— ос
Используя свойство (2.91), находим
ОС
S(co) = e | б(/— /0)d/ = e	(2.92)
— оо
При t„ - 0S (со) = 1. Следует иметь в виду, что правая часть равенства
5 (со) — 1 является размерной единицей: это площадь импульса, численно
равная единице. Если под б (t) подразумевается импульс напряжения, то
размерность S (со) есть вольт х секунда (В-с).
1 На языке техники более подходящим по смыслу являлся бы термин стробирую¬
щее свойство.
44

/ Можно, очевидно, и 6 (t — t0) представить в виде обратного преобразо¬
вания Фурье от S (со) = е~ш»:
оо
b(t—10)	j* S(co) e‘w/ dm
1
2я
s
(2.93)
Энергия единичного импульса бесконечно велика. При спектральном
рассмотрении это вытекает из равенства Парсеваля [см. (2.66)], правая часть
которого при 5 (со) = 1 обращается в бесконечность. При временном рас¬
смотрении это следует из того, что энергия импульса, пропорциональная
квадрату его амплитуды (т. е. величине 1/т„) и первой степени длительности
т„, с укорочением импульса растет как 1/ти. При г„ -*• 0 энергия бесконеч¬
но велика.
Понятие единичного импульса особенно широко используется при ис¬
следовании действия коротких импульсов на линейные цепи. При этом
не обязательно, чтобы амплитуда реального импульса была бесконечно
велика, а длительность бесконечно мала. Достаточно, чтобы длительность
импульса была мала по сравнению с постоянной времени исследуемой цепи
(или по сравнению с периодом собственного колебания цепи).
Рассмотрим теперь свойства б (со). Все, что ранее было сказано относи¬
тельно б (t), можно распространить на 6 (со) при замене t на со и со на t.
По аналогии с выражением (2.93) можем написать
оо	оо
6(co) = J- j*	^e~iatdt.	(2.94)
— оо	— оо
(Перемена знака в показателе степени в данном случае не влияет на значе¬
ние интеграла, см. § 2.8, п. 7.) Соответственно
оо	оо
6(со—co0) = -i- j е*'eft =-i- J e-«*—b)*dt.	(2.94')
2.12.	СООТНОШЕНИЕ МЕЖДУ ДЛИТЕЛЬНОСТЬЮ
СИГНАЛА И ШИРИНОЙ ЕГО СПЕКТРА.
СКОРОСТЬ УБЫВАНИЯ СПЕКТРА
Из предыдущих параграфов уже ясно, что чем меньше длительность
сигнала, тем шире его спектр. Для установления количественных соотноше¬
ний между указанными параметрами сигнала необходимо условиться об
определении понятий длительность сигнала и ширина его спектра. В прак¬
тике применяются различные определения, выбор которых зависит от наз¬
начения сигнала, его формы, а также от структуры спектра. В некоторых
случаях выбор является произвольным. Так, ширину спектра прямоуголь¬
ного импульса определяют либо как основание главного лепестка (напри¬
мер, в п. 1 §2.10), либо на уровне 1/]/2 от максимального значения спек¬
тральной плотности. Длительность колоколообразного импульса (см. § 2.10,
п. 3) и ширину его спектра иногда определяют на уровне 0,606 от максималь¬
ного значения соответственно s (t) или S (со). Часто пользуются энергетиче¬
ским критерием, понимая под шириной спектра полосу частот, содержащую
заданную долю полной энергии сигнала.
Для практики важное значение имеет также оценка протяженности
«хвостов» спектра вне полосы частот, содержащей основную часть энергии
сигнала.
45

1. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПРОИЗВЕДЕНИЯ ПОЛОСАХ
ХДЛИТЕЛЬНОСТЬ
Для выявления предельных соотношений, связывающих длительность
сигнала и ширину спектра, в современной теории сигналов большое распро¬
странение получил метод моментов.
По аналогии с понятием момента инерции в механике эффективную дли¬
тельность сигнала Тэф можно определить выражением
оо	| оо
Т1ф - j (t- /0)1 2 s2 (/) dt / j s2 (0 dt,
— oo	/	— oo
где середина импульса /0 определяется из условия
t0= j tsi (/) dt / j s2 (/) dt.
— oo	/	—oo
Имеется в виду, что функция s (/) интегрируема с квадратом (сигнал с
конечной энергией).
Аналогично эффективная ширина спектра = 2nFаф определяется
выражением1
оо
J S2 (со) da.
— ОО
Так как модуль спектра 5 (со) не зависит от смещения s (/) во времени,
можно положить /(| = 0. Наконец, сигнал s (/) можно нормировать таким
образом, чтобы его энергия Э равнялась единице и, следовательно,
оо	оо
s2(/)d/=- — Г S2(со)dco = 1.
2n J
	ОО	— оо
«эф:
1
2я
j	-i-
При этих условиях выражения для Таф и йэф принимают вид
оо	оо
J со2 S2 (со) dco,
оо	—оо
и,	следовательно, произведение длительность X полоса
ТэФ йэф
J t2 s2 (t) di
со2 S2 (о>) dm
]
1/2
Нужно иметь в виду, что Тяф и йэф являются среднеквадратическими от¬
клонениями соответственно от / = /0 и со = 0. Поэтому полную длительность
сигнала следует приравнять 2ТЭф, а полную ширину спектра (включая и
область отрицательных частот) — величине 2йзф.
Произведение ТэфЙ0ф зависит от формы сигнала, однако оно не может
быть меньше 1/2. Оказывается, что наименьшее возможное значение
Tsфйаф = 1/2 соответствует колоколообразному импульсу2.
Метод моментов применим не к любым сигналам. Из выражений для
ТЭф и йэф видно, что функция s(t) с увеличением / должна убывать быстрее,
чем 1//, а функция S (со) — быстрее, чем 1/со, так как в противном случае
соответствующие интегралы стремятся к бесконечности (расходятся).
1	Имеются в виду сигналы без высокочастотного заполнения.
2	Доказательство приведено в предыдущем издании настоящего учебника. См. так
же [31].
46

В частности, это относится к спектру строго прямоугольного импульса,
когда
СО	оо	оо
J* со2 S2 (со) dco = J со2 sin	= 4 J ^	^-coscoT„jdco->- оо.
— оо	—во	— оо
В этом случае выражение для ТяфЙэф не имеет смысла и оценку эффек¬
тивной ширины спектра прямоугольного импульса приходится основывать
на иных критериях.
Рассмотрим некоторые простые сигналы типа видеоимпульсов, т. е.
сигналов, спектр которых сосредоточен в области низких частот, и опреде¬
лим с помощью равенства Парсеваля энергию, содержащуюся в полосе А/
от со = 0 до некоторой граничной частоты согр = 2я/гр:
“гр
Зд/ = -Ь J S2 (со) da.
о
Относя затем Зд/ к полной энергии импульса 3, определяем коэффициент
Л (/гр ти) —Эм /Э,
характеризующий концентрацию энергии в заданной полосе.
В качестве исходного сигнала примем прямоугольный импульс, затем
рассмотрим треугольный и колоколообразный (гауссовский). Последний осо¬
бенно показателен, так как для него обеспечивается максимально возмож¬
ная концентрация энергии спектра в заданной полосе 0 — /гр.
Для прямоугольного импульса в соответствии с (2.68)
•Эд/ =
sin2 (цТи/2)
(шТи/2)2
da = Л2 Ти ——
я
X
ти
X Pj ^ dx -= Эт)	где 3 = Л2 ти.
О
Вычислив интеграл1, получим
,(^)„Arsl(MrtT„)_ia£.(»rpW»>|,
\	2	/ я L	«)грти/2 J
у
где si (у) = (	dx—интегральный синус.
J х
о
Переходя к аргументу Т|■■ = л/гРти, записываем
Л (я/гр ти) = ~ [si (2л/.Р ти)— — (л/гр Ти)j.
Л L	Тц J
Для треугольного импульса, спектральная плотность которого опре¬
деляется формулой (2.73), а полная энергия 3 = Л2ти/3,
1 Интегрирование по частям дает
f*sin2
J *2
• dx-
sin' х
+
О
I
2 sin х cos х
dx —
sin2 b
- si (2b).
о
47

Импульс гауссовский
Рис. 2.23. Доля энергии сигнала
чении спектра (б)
sin
4
о)ти/4
где1 t)Kpt,i/4)=t)( Л^Т" )*=
da> = Эг] (согр ти/4),
Я^ГРТИ
3_
я
i
sin4*
х*
dx.
Для гауссовского импульса в соответствии с (2.77) получаем
мгр	"0>гр
Зд? = Ла2па2— Г e~ataa dxo — ]/л Л2 а —Г е—1* dx =Эт)(а(огр),
31 J	ул J
о	*	о
гдъ Э = Yп Ага—полная энергия гауссовского импульса, а функция
т](асогр)=—Г е~х2 dx =Ф(асо1р)—интеграл вероятности.
Vя J
у о
Учитывая, что длительность гауссовского импульса определена в п. 3
§2.10 и равна 2а, аргумент функции г| можно записать в форме аюгр =
= я/грти. Функции т] для трех импульсов представлены на рис. 2.23, а.
Итак, значение произведения /гРти, требующееся для заданного т),
максимально для прямоугольного импульса (при т) > 0,9) и минимально
для гауссовского. В частности, уровню т] = 0,95 соответствуют значения
/гРти, равные 1,8; 0,94 и 0,48.
Выбор границы спектра по энергетическому критерию в некоторых прак¬
тических задачах не всегда приемлем. Так, если при обработке импульса
требуется сохранить его форму достаточно близкой к прямоугольной, то
/грти должно быть гораздо больше единицы. Для иллюстрации этого важно¬
го положения на рис. 2.23, б показаны исходный импульс (штриховая линия)
и его деформация при усечении спектра на уровнях /грти = 1,3 и 5.
В любом случае при заданной форме сигнала сжатие его во времени с
целью, например, повышения точности определения момента его появления
1 Последовательное интегрирование по частям приводит к следующей формуле:
Ф <*) I <Р '(b)	1 Ф" (*)
		—	г	—2st (2ft)+4 si (46)
С sin4 X	1 f
J—‘
63
ft2
где <p (6) = sin4 ft; <p'(6) =■ — (2 sin 2ft—sin 46); <p" (6)=26 (cos 2—cos 46).
48

неизбежно сопровождается расширением спектра, что заставляет расширять
полосу пропускания измерительного устройства. Аналогично сжатие спек¬
тра импульса с целью повышения точности измерения частоты неизбежно
сопровождается растяжением сигнала во времени, что требует удлинения
времени наблюдения (измерения). Невозможность одновременно сконцентри¬
ровать сигнал в узкой полосе частот и в коротком интервале времени пред¬
ставляет собой одно из проявлений известного в физике принципа неопре¬
деленности.
Вопрос о величине произведения длительность X полоса актуален в
связи с проблемой электромагнитной совместимости, возникающей при вза¬
имных помехах радиостанций. С этой точки зрения наиболее желательна
форма импульсов, близкая к колоколообразной.
2. СКОРОСТЬ УБЫВАНИЯ СПЕКТРА ВНЕ ОСНОВНОЙ
ПОЛОСЫ
Для выявления связи между поведением S (со) в области относительно
высоких частот и структурой сигнала s (t) воспользуемся свойствами таких
испытательных сигналов, как единичный импульс и единичный скачок.
Единичный импульс 6 (/) является единственной функцией, имеющей
неубывающую спектральную плотность на всей оси частот — оо < со < оо.
Поэтому можно утверждать, что сигнал s (/), спектр которого вне ос¬
новной полосы не убывает с ростом со, содержит в своем составе дельта¬
функцию (в реальных условиях достаточно мощный короткий импульс).
Далее, единственной функцией времени, имеющей спектральную плот¬
ность вида 1/со, является единичный скачок и (t) = 1,1^0. Следовательно,
убывание хвоста спектра сигнала s (t) по закону 1 /со свидетельствует о на¬
личии в функции 5 (/) скачков, т. е. разрывов непрерывности. Но в точках
разрыва производная функции обращается в дельта-функцию (с постоянным
коэффициентом, равным величине скачка). Поэтому убывание спектра про¬
порционально 1/со указывает на наличие дельта-функции в составе произ¬
водной s' (t). Это рассуждение можно продолжить и для производных сиг¬
нала s (t) более высоких порядков.
Проиллюстрируем сказанное примерами трех сигналов, представлен¬
ных на рис. 2.24: с разрывом, с изломом и «гладкого» сигнала (без разрывов
и изломов).
В первом примере (рис. 2.24, а) производная s'(t) определяется выраже¬
нием
s'(/) = 6 (/)— ae-~ai, t^O, а = 1/т0,
и спектральная плотность функции s' (/) в соответствии с табл. 2.1
S,- (со) = 1 —сс —!— =. —1-— .
а + ш	a-\-i (со)
Для определения спектральной плотности сигнала s (/), являющегося
интегралом от s' (/), можно исходить из выражения
S,(co) = ~r~ Ss - (со) =
1
a -f-fa)
В данном случае, операция 1/ico законна, поскольку Ss- (0) = 0 [см.
(2.60)1.
При со ^ а спектральная плотность S6 (со) ж 1/гсо. Как видно из
'рис. 2.24, а, это объясняется наличием функции б (t) в первой производ¬
ной сигнала s (/).
49

g Таблица 2.1
Сигнал
Изображение по
Лапласу
Спектральная плотность
в (О
О)
S,
i
s{t)--
1 при t ^ О,
О при t < О,
яб (ш) +—
ш
А
V
д го
О) п
2
( е at при t ^ 0,
I
I
	 {
[ 0 при t < 0
а+Р
а-\-т
а > 0
2а
2а
s (t) = е~а * * I, а > 0
а2—р2
а2 + ш2
« (0 =
П/2
s;s
1/а
ФЧХ
О
КАЧХ
—п/2
Ж
(О
0\	о)

Во втором примере (рис. 2.24, б) производная функции
s'(0 = | ~ае~Ш при />0>
| <xeat	при t<С 0,
не содержит дельта-функции, но терпит в точке t = 0 разрыв. После пов¬
торного дифференцирования получим функцию, отличающуюся от исход¬
ного сигнала s (/) только масштабом по оси ординат и наличием функции
—2<х6 (/).
Следовательно, спектральная плотность второй производной
Ss» (со) = а2 S8(co) —2а,
причем при to = 0 эта функция равна —а.
Разделим теперь полученное выражение на (/со)2 и учтем, что S8» (со)/
(/со)2 есть спектральная плотность двухкратного интеграла от функции
s" (/), т. е. S8« (со)/(/со)2 = Ss (со).
Таким образом, можно составить следующее соотношение:
S8 (со) = [a2 S5 (со) — 2а]/(/со)2,
откуда вытекает равенство
S8 (со) ^=2а/(а2 + со2).
При со » а S8 (со) = 2а/со2.
Отсюда видно, что разрыв первой производной приводит к убыванию
спектра по закону 1/со2. Этот результат можно обобщить следующим обра-
Рис. 2.24. Примеры сигналов:
а) с разрывом; б) с изломом; в) без разрыва и излома
52

зом: вне основной полосы частотный спектр убывает по закону 1 (о"+’,
где п — порядок производной, при котором возникает первый разрыв.
С этой точки зрения сигнал, показанный на рис. 2.24, в, производные
которого непрерывны при всех значениях л, вплоть до л = оо, должен
обладать спектром, скорость убывания которого является максимально воз¬
можной. Этот вывод согласуется с тем, что произведение длительность х по¬
лоса минимальна для колоколообразного импульса (см. п. 1 данного пара¬
графа).
Основываясь на приведенных рассуждениях нетрудно также объяс¬
нить происхождение пульсации спектра вне основной полосы частот. Пе¬
риодическая пульсация с неубывающими максимумами может возникать
только в результате интерференции спектров двух дельта-функций, разне¬
сенных во времени. Спектр прямоугольного импульса, пульсирующий с
максимумами, убывающими по закону Г/со, является наглядным примером
интерференции спектров двух единичных скачков.
2.13.	СПЕКТРЫ НЕКОТОРЫХ
НЕИНТЕГРИРУЕМЫХ ФУНКЦИЙ
Одним из условий применимости преобразования Фурье к функции
s (/) является ее абсолютная интегрируемость:
оо
( ( s(t) \ dt<i оо.	(2.95)
Это условие существенно ограничивает класс сигналов, для которых
существует спектр Фурье, выражаемый обычными функциями. Например,
такие важные для теории сигналов и цепей функции, как гармоническое ко¬
лебание, заданное при —сю <; t<z °° или включаемое в некоторый момент
времени, единичный скачок, и некоторые другие функции не отвечают усло¬
вию (2.95).
Рассмотренные в предыдущем параграфе свойства дельта-функции по¬
зволяют устранить это препятствие.
Обратимся, например, к гармоническому сигналу s (t) — А0 cos (со,,/ +
4 90)' Не обращая внимания на то, что такой сигнал не является абсолют¬
но интегрируемым, выражение для спектральной плотности запишем в
форме (2.48):
S <о>) = ^ S(t)
- - X'
е и"' dt = А0
С(ы— Щ)1 df V
i	cos (со0 /4-В0) е -1,1,1 dt —
-- nc
(,)о) t (Kf '
На основании, формулы (2.94') получаем
S (со) =■ -у- [2ле‘е° б (о) —со0) -|- 2ле - ,в« б (со co0)J =
= А0 л |е'н» б (со—со0) |-е-,в« б (со [• со0)|.	(2.96)
Эта функция равна нулю для всех частот, кроме со = со„ и со - —со0,
при которых S (со) обращается в бесконечность. Как и следовало ожидать,
гармоническому колебанию с конечной амплитудой соответствует бесконеч¬
но большая спектральная плотность при дискретных частотах со,, и — со,,.
~>3

Рис. 2.25. Импульсный н монохроматический сигналы (а) и их спектральные плотно¬
сти (б)
В частности, приравнивая <о„ нулю, получаем спектральную плотность
сигнала, представляющего собой постоянное напряжение (ток) Л„:
S (со) = Л„-2яб (со).	(2.97)
Распространив соотношение (2.96) на все гармоники любого периодиче¬
ского сигнала
Л?
s (0 =Ао "1" ^ Л» cos(mo, * т В„),
и= 1
можно ввести понятие спектральной плотности периодического сигнала
в виде суммы дельта-функций
S(o>) = /l0-2n6(io) А Л, л1е‘й‘ б (со — ш,) -t - е—ie* б (<о 4-ш,)1
А А, л (е‘02 б (со —2со,) -ге~‘вг 6 (со -j-2<»j)] -j- ...
... + Л„ л [е10" 6(gj —mu,)-ре-10" б (сото,)| - ...	(2.98)
Такой подход оказывается полезным при рассмотрении смеси импульс¬
ного и гармонического сигналов.
Пусть, например, отыскивается спектр суммы двух сигналов: импульс¬
ного s, (/) и гармонического s2 (t) — А0 cos со0/ (рис. 2.25, а). Применяя
выражение (2.48) к s, (t), находим обычную спектральную плотность S (со),
определяющую сплошной спектр (на рис. 2.25, б заштрихован). Применение
же (2.48) к s2 (t) дает спектр, определяемый выражением (2.96). На
рис. 2.25, б этот спектр изображается двумя спектральными линиями,
уходящими в бесконечность.
Отыщем теперь спектральную плотность единичного скачка. Эту про¬
стейшую разрывную функцию представим в виде суммы
s (0 = '/., А !/2 sign (f),	(2.99)
где sign (() — сигнум-функция, равная единице, знак которой изменяется
при переходе переменной t через нуль.
Постоянной составляющей 1/2 соответствует спектральная плотность
|см. (2.97)1 яб (со), а спектральную плотность нечетной функции V2 sign (()
нетрудно найти с помощью правила, сформулированного в предыдущем па¬
раграфе. Продифференцировав функцию V2 sign (t), получим производную,
которая равна нулю на всей оси времени, кроме момента i = 0, где она
равна б (t). Спектральная плотность б (() равна единице, следовательно,
искомая спектральная плотность сигнум-функции будет Игсо.
В результате получаем спектральную плотность единичного скачка
S (со) -- яб (со) + 1/t'co.	(2.100)
Г>4

При рассмотрении воздействия единичного скачка на цепи, переда¬
точная функция которых при со = 0 равна нулю (т. е. на цепи, не пропус¬
кающие постоянный ток), спектральную плотность можно определять по
формуле
S (со) l i(o.	(2.100')
2Л4. ПРЕДСТАВЛЕНИЕ СИГНАЛОВ
НА ПЛОСКОСТИ КОМПЛЕКСНОЙ ЧАСТОТЫ
Анализ прохождения сигналов через линейные цепи, описываемые ком¬
плексной передаточной функцией, значительно облегчается при использова¬
нии методов контурного интегрирования на плоскости комплексной
частоты р ~ о ко. Переход от действительной переменной со к р —
— а 4 /со позволяет также полностью устранить ограничения, вытекающие
из требования абсолютной интегрируемости функции s (t).
Представим функцию s (t), в общем случае существующую при —°о с
< t< сю, в виде суммы двух функций:
s(0=s+(0 4-S-(0,
из которых s+ (t) задана при 0<(<<», a s_ (1) - при —сю <; / < 0.
Обращаясь к паре преобразований Фурье (2.48), (2.49), совершаем пере¬
ход от со к р сначала для функции s+ (t). Для этого домножим s+ (<) на
e~a>t, где о, > 0 выберем ' таким образом, чтобы обеспечивалась абсолют¬
ная интегрируемость функции e~a,i s+ (/) в пределах 0 С t<Z оо.
Тогда выражение (2.49) принимает вид
e-0i,s+ (/)«=-
2 л
S+ (со) е‘"' dco,
(2.49')
причем S+ (со) является спектральной плотностью функции e~a,t s+ (t).
Теперь подставим в (2.49') /го — р — а, и со = (р — ot)ii:
e-'0,'s+(/) =■
2 я i
I т-«сх:
j S+|^-^p-j eir>-°otdp,
откуда
Ol с loo
* *	CT.	/о
Новая функция Ls+ (р), являющаяся не чем иным, как спектральной
плотностью сигнала а‘< s+ (t) 1см. комментарий к (2.49')], определяется
выражением
*тЧ-*
о
(f0H
e --«ans+ е
откуда
Ls+(/?)=( s+(t)e v'dt.
о
(2.102)
Полученное coo сношение называется преобразованием (од¬
носторонним) Лапласа функции s+ (t).
55

О)	S)
Рис. 2.26. Путь интегрирования по
прямой (Т|—too, ch+t'oo на p-плоско¬
сти (а); образование замкнутого кон¬
тура добавлением дуги АВС при
R-+ о° (б)
Рис. 2.27. Замыкание контура интегрирова¬
ния для представления функции s+(t):
а) при t>0; б) при t<0.
Соотношение (2.101) по аналогии с выражением (2.49) часто называют
обратным преобразованием Лапласа.
Сравнение выражений (2.101) и (2.49) показывает, что переход от со
к р означает изменение пути интегрирования. В выражении (2.49) интегри¬
рование ведется по действительной оси со, а в выражении (2.101) — по пря¬
мой, проходящей параллельно мнимой оси tco на расстоянии вправо от
этой оси (рис. 2.26, а). Значение постоянной а, определяется характером
подынтегральной функции в (2.101): путь интегрирования должен прохо¬
дить правее полюсов этой функции.
Добавлением к прямой аг — toо, о, + too дуги бесконечно большого
радиуса можно образовать замкнутый контур интегрирования (рис. 2.26, б).
Для того чтобы добавление этой дуги не изменяло значения интеграла,
нужно руководствоваться следующим правилом: при положительных значе¬
ниях t контур должен быть расположен в левой полуплоскости переменно¬
го р, а при отрицательных t — в правой.
Тогда в первом случае при t > 0 [при проведении дуги в левой полупло¬
скости (рис. 2.27, а)] контур интегрирования охватывает все полюсы по¬
дынтегральной функции (лежащие левее прямой а, — too, Oj 4 too) и в со¬
ответствии с теорией вычетов интеграл (2.101) определяется как
а, 4-1<х
s+(t) = —^—	\ L^{p)ePldp ——— t, Д+ (p)ep'dp — 2 res. (2.103)
2л t J	2я/	,1
о, — toe	ABC А
где 2 res — сумма вычетов в полюсах подынтегральной функции.
При проведении же дуги в правой полуплоскости, т. е. при / с 0
(рис. 2.27, б), полюсы функции Ls+ (р) еР* оказываются вне контура инте¬
грирования и в соответствии с теоремой Коши интеграл по замкнутому
контуру равен нулю.
Таким образом, в зависимости от способа замыкания контура интегри¬
рования получим:
при f > 0 (контур по рис. 2.27, a) s+(/) определяется выражением
(2.103);
при t<z 0 (контур по рис. 2.27,6)
0| -г too
s+ (0 = -т— (	Д,+ (р) epl dp = —— (£ Ls+(p)ei'>dp= 0.	(2.104)
2m J	2m j
(71 J toe	ABC A
56

Напомним важное свойство контурного интеграла: он не зависит от
формы замкнутого контура, по которому проводится интегрирование, если
только полюсы подынтегральной функции остаются внутри контура. На
основании этого свойства контур, образованный добавлением дуги АВС
бесконечно большого радиуса (см. рис. 2.27, а) к прямой Oj — г'оо, <у1 + too,
можно произвольно деформировать при соблюдении условия, что все полю¬
сы, расположенные левее прямой — г'оо, aj + г'оо, остаются внутри кон¬
тура.
Итак, вычисление интеграла (2.103) сводится к определению вычетов
в полюсах подынтегральной функции.
На рис. 2.27, а показано положение полюсов для следующих функций
времени:
Si(0 = e-“»', *>0, />! = -«!,
‘И.-..
Q — dat cos С0„2 t, i' >0,
21 <
M0 = { at .	'	' Л. P2
e-"2' sin co031, t >0,
-a
2 ZC t(0p2,
. costoo3/, ^0,
MOH . V	Л. Рз
smco03(, tpt 0,
± t(0pS.
(2.105)
(2.105')
Рассуждения, аналогичные предыдущим, можно привести для функции s_ (t),
заданной при —оо < t < 0. Домножив s_ (t) иа е—°2<, при а2 < 0, выбранной таким
образом, чтобы обеспечивалась абсолютная интегрируемость функции e~o«ts_ у) в
пределах —оо < t < 0, можно написать
о	0
Ls-(p) = | s_(0e~a2' е~ш dt= f s_ (t) e_p<tl/,	(2.106)
— ОО	— ОО
а 2 ~Ь i оо
s-(0=-^r j Ls-(p)eptdp.
О2 “ /оо
(2.107)
Контур интегрирования для данного случая показан на рис. 2.28. Интеграл ра¬
вен сумме вычетов в полюсах функции Ls_ (р) ept, расположенных в правой полупло¬
скости р. Эту сумму следует взять со знаком минус, поскольку при t < 0 контур об¬
ходится по часовой стрелке.
Выражения (2.102), (2.106) И (2.101), (2.107) можно объединить следующим обра¬
зом:	'
Ls(p)=Ls+(p) + Ls-(p),	(2.108)
s(t) =
1
2л/
1
Gj — /оо
Ls+ (Р) ept dp +
a2 -f-гоо
1
Is_ (p) epi dp
02 — /ос.
(2.109)
Соотношение (2.108) называется двусторонним преобразовани¬
ем Лапласа.
Области сходимости функций Ls+ (р) и Ls_ (р) на плоскости р показаны на
рис. 2.29. Для Ls- (р) эта область расположена справа от прямой о = —(Д, на которой
расположены полюсы (комплексно-сопряженные), а для Z.s_ (р) — слева от прямой
а= |о2|. Область сходимости для Ls (р) имеет вид полосы шириной aj + |a2|.
Путь интегрирования должен проходить по прямой, расположенной внутри
этой полосы и параллельной оси /со, а также по замыкающей дуге, расположенной в ле¬
вой полуплоскости для t> 0 и соответственно в правой полуплоскости для t ■< 0.
Одностороннее преобразование Лапласа получило особенно широкое распростра¬
нение при анализе переходных процессов, связанных с действием на цепь внешней си¬
лы, когда начало отсчета времени совмещают с началом воздействия. Двустороннее
преобразование Лапласа находит все большее применение при анализе процессов и
функций времени, двусторонних по самой своей сути (например, корреляционных
функций, рассматриваемых в § 2.18).
57

Рис. 2.28. Замыкание контура
интегрирования для представ¬
ления функции s_(<) при t<О
Рис. 2.29. Области сходимости при двустороннем
преобразовании Лапласа
‘ При рассмотрении четных функций s (t) = s (—t), когда можно считать s+ (t) —
— s_(—t), имеет место следующее соотношение:
0	0	оо
Z.s_ (р) — J s(t)e-pidt= J s( — t)t~p(~t} d(—*) = | s(t)eptdt =
— oo	oo	0
= £.+ (-p).	(2.П0)
Поясним применение выражений (2.106)—(2.110) на двух примерах.
1. Четная функция s (/)= е~“ при а > 0 (рис. 2.30). По формулам (2.102)
и (2.110) находим
Ls+ (р) = 1/(ос + р), Z-s- (р)= 1/(а—р).
Тогда
Мр) = 1/(°Н-р)+1/(а — р)=2а/(а2—р2).	(2.111)
2. Прямоугольный импульс при отсчете времени от фронта (см. рис. 2.16) или от
середины импульса (см. рис.
В первом случае
2.14, а)
МР) = (1/Р) (1—е~рти).
Во втором случае
Ls (Р) = Ls+ (р) -f Z-s- (р),
Рис. 2.30. Пример
функции времени, тре¬
бующей применения
двустороннего пре¬
образования Лапласа
где
£s+(p)= — (l— e-pV2); Ls_ (p) = Ls+( —р) =
= — (l-e+^V2).
— P
Таким образом,
Z.s (p) = (1/p) (ePTu/2—e~PTa?2).	(2.112)
Большинство свойств преобразования Лапласа
совпадает с аналогичными свойствами преобразова¬
ния Фурье, изложенными в § 2.8. Если сигналу s (()
58

соответствует изображение по Лапласу Ls (р), то имеются следующие соот¬
ветствия:
s (t—10) -Ь е-Р'о Ls (р), s (0 е-«* -Ь Ls (р + а),
s (t)	Ч- Ls(p — i%), s (t) cos co01V2LS (p — t‘co0) + V2Z.S (p + «Ч)>
/	oo
-r PL* (p)> J s (0 л -7- (1 /Р) Ls (p), j* Si (y) s2 (t—у) dy^r u (p) L2 (p).
0	—oo
В заключение остановимся на правилах перехода от изображения Ла¬
пласа к преобразованию Фурье S (со) (имеются в виду односторонние преоб¬
разования Лапласа).
Если на оси т функция Ls (о) не имеет полюсов, то для такого перехода
достаточно в (2.102) положить = 0, т. е. перейти от переменной р к пере¬
менной «со. В противном случае, чтобы избежать ошибки, необходимо опре¬
делить вклад этих полюсов в спектральную плотность сигнала1.
Дело в том, что интегрирование функции L3 (р) ер( по полуокруж¬
ности бесконечно малого радиуса с центром в полюсе рг — ico приводит к
гармоническому колебанию с частотой coj и амплитудой 1/2. Спектральная
плотность такого колебания, равная лб (со — сох), должна быть прибавлена
к сплошному спектру, обусловленному интегрированием по оси «со.
Так, для функции Ls (р) с одним полюсом в точке pi = 0 [s (t) = 1,
t > 0] мы ранее получили
S (со) = л б (со)-) - 1 /гео;
для функции Ls (р) с двумя комплексно-сопряженными полюсами /?12 =
— ±«ыо ts (0 = cos ®0/, t > 0] спектральная плотность будет
S (со) = л (б (со—со0) + б (со 4- со0>]	(2.113)
и т. д. (см. приложение 1).
Изображения по Лапласу и соответствующие им спектры Фурье неко¬
торых распространенных в теории сигналов функций приведены в табли¬
це 2.1.
2.15.	ПРЕДСТАВЛЕНИЕ СИГНАЛОВ
С ОГРАНИЧЕН НОРТ ПОЛОСОЙ ЧАСТОТ В ВИДЕ
РЯДА КОТЕЛЬНИКОВ^
В теории и технике сигналов широко используется теорема Котельни¬
кова (теорема отсчетов): если наивысшая частота в спектре функции s (t)
меньше, чем fm, то функция s (t) полностью определяется последовательно¬
стью своих значений в моменты, отстоящие друг от друга не более чем на
1/2/т секунд.
В соответствии с этой теоремой сигнал s (/), ограниченный по спектру
наивысшей частотой сот = 2я/т, можно представить рядом
оо
П~ —
{_ п ) sin<»m(t — n/2fm)
\ т ) com {t fl/Щтп)
оо
s(nAt)<pn(t).
=5—00
(2.114)
В этом выражении 1/2/т = At обозначает интервал между двумя отсчет-
ными точками на оси времени, a s (n/2fm) = s (nAt) — выборки функции
s (t) в моменты времени t — nAt.
«См.: Троиии Ю. В. Утеряна дельта-функция! —Радиотехника и электроника,
1986, №2, с. 408.
59

3
Представление заданной функции s (() рядом (2.114)
рис. 2.31.
Функция вида
иллюстрируется
Фп (0 =
sin шт (t—n&t)
шт (t—nAt)
(2.115)
уже встречавшаяся ранее (см. §2.10, рис. 2.19, а), обладает следующими
свойствами:
а)	в точке t = nAt <pn (nAt) = 1, а в точках t = kAt, где k — любое
целое положительное или отрицательное число, отличное от п, ср„ (kA1) = 0;
б)	спектральная плотность функции ф0 (t) равномерна в полосе частот
Цо| < сот и равна 1/2/т = л/сот [см. (2.82) и рис. 2.19, 61.
Так как функция cp„ (^) отличается от cp0 (t) только сдвигом на оси вре¬
мени на nAt, то спектральная плотность функции ц>п (t)
ф„и =
- *	0— 1п\Ш — Д/е — in\t
о
при —сот< со< шт,
при (0<;—0)т И CO>(Oi
(2.116)
Модуль этой функции изображен на рис. 2.32, б.
То, что ряд (2.114) точно определяет заданный сигнал s (t) в точках от¬
счета, не требует дополнительных доказательств, поскольку коэффициен¬
тами ряда являются сами выборки из функции, т. е. величины s (nAt). Мож¬
но доказать, что ряд (2.114) определяет функцию s (t) в любой момент t,
а не только в точках отсчета t = nAt. Воспользуемся для этого общими пра¬
вилами разложения функции по ортогональной системе, изложенными в
§ 2.2. В данном случае разложение производится по функциям вида (2.115),
для которых интервал ортогональности равен бесконечности, а норма
||ф„|| в соответствии с (2.5)
sin2 com (t—nAt) ^	1_
to2, (t — nAif	(om
f ^^-dx = -^— = At.
J X2	tom
He предрешая заранее значения коэффициентов ряда (2.114), применя¬
ем для их определения общую формулу (2.9), справедливую для обобщенно-
60

(2.117)
го ряда Фурье
оо
j s (t) tp„ (t) dr.
При этом исходим из условия, что s (t) — квадратично-интегрируемая функ¬
ция (энергия сигнала конечна).
Для вычисления интеграла в выражении (2.117) воспользуемся форму¬
лой (2.63), согласно которой
ОО
j* s(')cpn(t)dt--^~ J S((0)O*(t0)d0) =
~“n,
“m
= —		 f S (со) e‘nAto dco.	(2.117')
2/m 2я J
Пределы интегрирования здесь приведены в соответствии с заданной
граничной частотой сот = 2л/т в спектре сигнала, а также в спектре функ¬
ции ф„ (0.
Интеграл в правой части (2.117) с коэффициентом 1/2л есть не что
иное, как значение s (/) в момент t = nAt. Таким образом,
оо
s(t) фп (0 dt =.Ats(nAt).
—■ оо
Подставляя этот результат в (2.117'), получаем окончательное выра¬
жение
сп — s (nAi),
из которого следует, что коэффициентами ряда (2.114) являются выборки
функции s (I) в точках t — nAt.
Поскольку ограничение спектра конечной наивысшей частотой обеспе¬
чивает непрерывность функции s (t), ряд (2.114) сходится к функции s (()
при любом значении t.
Соотношение между спектром S (2л/)
сигнала s (t) и спектром Ф„ (2л/) базис¬
ной функции ф„ (() при At — l/2/m
иллюстрируется рис. 2.32, а к б.
Если взять интервал между выбор¬
ками At' меньшим At = 1/2/т, то ши¬
рина 2/т спектра Ф/, (со) функции ф,, (г)
будет больше, чем у спектра S (со)
(рис. 2.32, в). Это повышает точность
представления сигнала s (/), так как
исключается возможность неучета «хвос¬
тов» спектра S (со) вне граничных частот
/„,; кроме того, ослабляются требова¬
ния к АЧХ фильтра, восстанавливаю¬
щего непрерывный сигнал.
При увеличении же At" по сравне¬
нию с At (рис. 2.32, г) спектр Ф" (со) „	„
функции ФИО становится уже, чем	УзГио^фуТ
спектр сигнала s (с), и при вычислении ции <г„(0
61

интеграла в выражении (2.117) пределы интегрирования должны быть—2л/,"„,
2я/т вместо —2лfm, 2nfm. Коэффициенты с„ при этом являются уже выбор¬
ками не заданного сигнала s ((), а некоторой другой функции sx (t), спектр
которой ограничен наивысшей частотой	fm.
Рассмотрим теперь случай, когда длительность сигнала s (t) конечна
и равна Тс, а полоса частот по-прежнему равна /т. Эти условия, строго го¬
воря, несовместимы, так как функция конечной длительности обладает те¬
оретически бесконечно широким спектром. Однако практически всегда мож¬
но определить наивысшую частоту спектра fm так, чтобы «хвосты» функции
времени, обусловленные отсеканием частот, превышающих /т, содержали
пренебрежимо малую долю энергии по сравнению с энергией исходного сиг¬
нала s (t). При таком допущении для сигнала длительностью Тс с полосой
частот frn общее число независимых параметров [т. е. значений s (nA()],
которое необходимо для полного задания сигнала, очевидно, будет
N — Tc/ht — 2fm7c.
При этом выражение (2.114) принимает следующий вид (при отсчете
времени от первой выборки):
2Vc
s (!)* V s (пЫ)
п~0
sin шп
fflm (t — n&t)
(2.118)
Число N иногда называют числом степеней свободы
сигнала s ((), так как даже при произвольном выборе значений s (n&t)
сумма вида (2.118) определяет функцию, удовлетворяющую условиям задан¬
ного спектра и заданной длительности сигнала. Число N иногда называют
также базой сигнала.
Энергию и среднюю мощность сигнала нетрудно выразить через задан¬
ную последовательность временных выборок. Используя формулы (2.16)
и (2.123), а также равенство ||(р„||2 — At, получаем
^ m Д
э= V [s (nA/)]*|J ф„ ||2 = А/ V [s (пЛ/)|2,
п — 0	п — О
— V [s(nA()|2
Vm1 с
п — О
2fm Г,
•П К
2 Is (яЛО'4-
«=- о
Из последнего выражения видно, что средняя за время Тс мощность
непрерывного сигнала равна среднему квадрату выборок, число которых
равно 2fmTc.
2.16.	ТЕОРЕМА ОТСЧЕТОВ В ЧАСТОТНОЙ
ОБЛАСТИ
Иногда сигнал необходимо представить с помощью частотных
выборок спектральной функции S (и), а не временных выборок функ¬
ции s ((). Для функции S (со) можно составить ряд, аналогичный выражению
(2.114). Для этого базисная функция <р„ (() = sinc (wm (i— nAt)] [см. (2.1 5)]
должна быть заменена функцией ср„ (ы) •=* sine I ~ (<м — лА<о) =
I Тс I 2л)
= sinc[T(co-n—j ,
ширины спектра
Aw ?= 2л/Тс.
которая получена из (2.115) заменой (на ю, полу-
на полудлительность сигнала Тс!2 и А( =Д/2/т на
62

Таким образом,
fjn rc
S (со) =	2 S (nAt0)
" = Гс
Tc
sin—— (o)—лДсо)
"(a)—лДш)
(2.119)
Расстановка частотных выборок иллюстрируется рис. 2.33.
Если ранее временной интервал между двумя соседними выборками At
не должен был превышать 2л/2сот, тотеперь частотный интервал Дсо не дол¬
жен превышать 2л/Тс. При ширине спектра 2сот, охватывающей область
частот —(от < щ< (от, число выборок равно 2(ото/Дсо = 2fmTc, как и
при представлении сигнала рядом (2.118).
В общем случае выборки S (п2л/Тс) являются комплексными числами
и в каждой отсчетной точке на оси частот должны быть заданы два парамет¬
ра — действительная и мнимая части S (п2л/Тс) (или модуль и аргумент).
Таким образом, общее число параметров получается вдвое большим, чем при
временном представлении сигнала, когда выборки s (п/2fm)— действитель¬
ные числа. Избыточность представления сигнала в частотной области легко
устраняется, если учесть, что S (п2л1Тс) и S (—л2л/Гс) являются комплекс¬
но-сопряженными функциями, так что задание одной из них однозначно
определяет другую. Таким образом, спектр сигнала полностью характери¬
зуется совокупностью комплексных выборок, взятых только в области по¬
ложительных частот, и числом независимых параметров или степеней сво¬
боды сигнала N — 2fmTc, как и при представлении сигнала во временной
области.
К приведенному выше определению максимального допустимого интер¬
вала Дсо = 2п/Тс, основанному на замене со в (2.114), можно прийти
и с помощью строгих рассуждений. Полагая, как и в §2.15, заданными
длительность Тс и спектр S (со) сигнала s (t), представляем этот сигнал в
виде ряда Фурье (вместо интеграла Фурье)
s (f) =
V
с,, е
. 2л .
m	t
Г..
/г» — оо
L
2
где Тх > Те — произвольный отрезок оси t, включающий в себя отрезок Тс.
В соответствии с (2.22) и
(2.56) коэффициенты
\ s(t)
2л
е ■' dt
1 S /со —п 2я
тх \ Тх
Как видим, коэффициенты сп,
будучи умноженными на Тх, есть ••
не что иное, как значения спект- Рис 2 33 дискретИзац„я спектра сигнала
ральнои плотности S (О)) на ДИС- по Котельникову
63

кретных частотах п = пАа>, т. е. отсчеты S (лАсо), фигурирующие в
' X
выражении (2.119). Очевидно, что максимально допустимый интервал
между отсчетами на оси частот соответствует условию Тх = Т т. е.
Аю < 2п/Тс.
2.17.	ДИСКРЕТИЗОВАННЫЕ СИГНАЛЫ
В предыдущих параграфах под дискретизацией сигнала s (t) подразуме¬
валось аналитическое его представление с помощью совокупности отсчетов
в дискретные моменты времени nAt.
В современной радиоэлектронике широко распространены системы, в ко¬
торых осуществляется дискретизация сигнала, например, при использова¬
нии импульсных методов передачи сообщения в радиосвязи. В системах с
цифровой обработкой исходный континуальный сигнал преобразуется в ди¬
скретный сигнал (см. рис. 1.2, б).
Выбор шага (темпа) Т дискретизации производится на основании тео¬
ремы отсчетов (см. § 2.15).
Процедуру дискретизации (взятие выборок), осуществляемую с помощью
электронного ключа, удобно рассматривать как умножение функции s (t)
на вспомогательную периодическую последовательность ут (t) достаточно
коротких тактовых импульсов. В качестве таких импульсов обычно рассма¬
тривают прямоугольные импульсы с длительностью т0, малой по сравнению
с Т. Таким образом, дискретизованный с шагом Т сигнал можно определить
выражен ием
sT (t) —s (t) yT (t).	(2.120)
Функции s (t), yT (t) и sr {t) показаны на рис. 2.34, a.
Для выявления требования к «малости» величины т0/Т рассмотрим сна¬
чала структуру спектра дискретизованного сигнала sr (/). Спектральную
плотность S (со) исходного континуального сигнала s (t) будем считать за¬
данной.
Запишем периодическую функцию ут (t) в виде ряда Фурье по формуле
(2.39)	, в которой под ти будем подразумевать величину тп, а под со,, как и в
(2.39)	, — частоту повторения coj = 2л/Г:
Ут (0 — U0
пе>1 т0
2 .
cos пщ t .
Рис. 2.34. Дискретизация сигнала как умножение на последовательность тактовых им
пульсов конечной длительности (а) или на последовательность дельта-функций (о)
64

Учитывая, что mo, т0/2-=«ят0/7\ а также имея в виду равенство
1	. rtJiTft Т|)	.	^
-—sin —— — sine (шхт0 7), получаем
У г (t)~	~~ f 1 i 2 ^ sine	cos то, ^
I н=1
Тогда выражение (2.120) принимает вид
sT (t) — U0 -у- J^s (t) f 2s (/) V sine |	cos mo, /
r
Первому слагаемому в правой части соответствует спектральная плот¬
ность S (ы) исходного континуального сигнала, а каждому из произведений
s (t) cos n(Dtt — спектральная плотность Va fS (to — mo,) -f- S (to + /ico,)]
(см. теорему в п. 3 § 2.8 о смещении спектра).
Следовательно, искомая спектральная плотность
Sr (О))
-'2 sincj-^. jS (со 4-то,) .
П= 1	'	'
Поскольку sine (0) = 1, последнее выражение можно записать в сле¬
дующей окончательной форме:
S (со) + V sine (—5s-') S (о) —mo,) -f
П— 1	'
Sr (со) = и0
V
Jmd
sine
/!ЛТ0'
S (со /2(0,).
(2.121)
Графики функций S (со) и Sr (ю) представлены на рис. 2.35.
Итак, спектр ST (со) дискретизованного сигнала представляет собой по¬
следовательность спектров S (со) исходного сигнала s (t), сдвинутых один от¬
носительно другого на со, = 2л/Т и убывающих по закону sin (пп^° j j пп^п.
Если шаг выборок в соответствии с теоремой отсчетов выбран из усло¬
вия Т < 12fm — л сот, отдельные спектры не перекрываются, как это по¬
казано на рис. 2.35, а, и могут быть разделены с помощью фильтров.
В практике величину Т обычно берут в несколько раз меньшей чем
1 2/„,, что необходимо для повышения точности воспроизведения сигнала и
облегчения реализации фильтров.
С уменьшением отношения т0/Т лепестки спектра убывают медленнее
и в пределе, при т0 Т ->-0, спектр приобретает строго периодическую струк¬
туру (и. естественно, уровень лепестков стремится к нулю). Если одно¬
временно с уменьшением т0 увеличивать U0 так, чтобы площадь импульса
£/(т0 оставалась неизменной, то функции ут (t) и sT (t) примут вид, пока¬
занный на рис. 2.34, б. Приравнивая для упрощения 0от0	1, приходим к
следующему определению тактовой функции:
ут (0 * V б (t-~kT).
k t= ~~оо
Тогда выражение (2.120) переходит в
оо	сю
s(f)=s(() V 6(/--AT)= v s(kT)b(t kT).	(2.122)
k = — ос	/г =- - - оо
3 Зак. 1326
65

Последовательность временных отсчетов приобретает вид последова¬
тельности дельта-функций с весовыми коэффициентами, равными значения¬
ми сигнала s (t) в точках к'Г (см. рис. 2.34, б).
При этом выражение (2.121) принимает вид
ос
Sr(wH-£- 2 S (со -mo,).	(2.123)
П — — по
Отметим, что энергия сигнала sT (t), выраженного через дельта-функ¬
ции, бесконечно велика. Соответственно и энергия спектра Sr (со), опреде¬
ляемого выражением (2.123), бесконечно велика. При использовании же
реальных тактовых импульсов с конечной энергией спектр Sг (со) при
со —► сю убывает (см. рис. 2.35).
Представление sr (t) в форме (2.122) существенно упрощает спектраль¬
ный анализ дискретных сигналов. Например, спектральную плотность
Sr (со) можно определить непосредственно по совокупности временных от¬
счетов {s (kt)}, без обращения к спектру S (со) исходного континуального
сигнала. Действительно, применив обычное преобразование Фурье (2.48)
к выражению (2.122) для случая, когда £ = 0, 1	 оо. получим
Л'	оо
Sr (со) sT (t) е dt—\ еV s (kT) 6(t -kT) dt*=
О	О	к-- О
= V s (kT)J е• ■б (/ —kT) dt = V s (kT) е- i,"kT.
(2.124)
k—0
По своей размерности функции S (со) и Sг (со) неодинаковы: первая име-
Сигнал '	,	,
ет размерность -	- , а вторая — просто [сигнал).
Частота.
Переходя к комплексной частоте р = о 4- iсо, получаем изображение
по Лапласу дискретизованного сигнала
Sr (р) = L |sr (/)) = V . s (kT) е -
*“о\
(2.125)
Рис. 2.35. Спектры исходного (а) и дискретизованного (б) сигналов
86

Оригинал, т. е. функцию sT (t), можно определить по заданному изо¬
бражению Sг (р) с помощью обратного преобразования Лапласа, записы¬
ваемого в обычной форме:
a, -I- /IX
sT (/) ———	[ St (Р) epl dt	(2.126)
2л/ J
а, - / <х>
1см. (2.103)1.
Выражение (2.126) определяет всю последовательность {s (kT)} в фор¬
ме. совпадающей с выражением (2.122). Для определения одного k-ro от¬
счета s (kT) без множителя 6 (t — kT) можно применить более простое вы¬
ражение
а, + г'Я/Г
s (kT) = Т — Г S (р) е»кТ dp,	(2.127)
2л/ J
а, - /л/Г
в котором интегрирование ведется в пределах одного частного интервала от
—л/Г до л Т1.
Некоторые дополнительные характеристики дискретных сигналов,
существенные при цифровой обработке, приводятся, в § 12.2.
2.18.	КОРРЕЛЯЦИОННЫЙ АНАЛИЗ
ДЕТЕРМИНИРОВАННЫХ СИГНАЛОВ
Наряду со спектральным подходом к описанию сигналов часто на прак¬
тике оказывается необходимой характеристика, которая давала бы пред¬
ставление о некоторых свойствах сигнала, в частности о скорости изменения
во времени, а также о длительности сигнала без разложения его на гармо¬
нические составляющие.
В качестве такой временной характеристики широко используется кор¬
реляционная функция сигнала.
Для детерминированного сигнала s (t) конечной длительности корре¬
ляционная функция определяется следующим выражением:
ос
В, (т)= \ s (/) s* (/ + т) dt,	(2.128)
- ос
где т — временной сдвиг сигнала.
1 Вычислим правую часть (2.126) после замены пределов интегрирования, подста¬
новки / - тТ, где m — любое целое число, и подстановки S (р) по формуле (2.125):
, я,- /л Г „	ж	о, + inIТ
9 .	У * <*Л е - pkr е'"пГ dp ~ V s (kT)—\ еР <m~k>T dp.
-л/	•>. ..-ь-о	2л(	.]
о, /л !Т
к?- 0
о, -/л/Г
Учитывая, что в данном случае /> —о, ■ /со, и переходя к переменной интегри*
рования со, получаем
/ = ^ 5 (kT) еа' <т~—7 ^ sin (т k) л
Г'о	• л («-«т '
При m =■ k I — s (kT),T, а при m ф k 1 — 0. Таким образом, для определения
s (kT) достаточно заменить в (2.126) sT (/) на s (kT) и пределы интегрирования а, — /оо,
а, -к /оо на <т, - in Т. п, /л Т
3*
67

a) s
s(t)
/
6)
Д-,
1
1
1 —
К t
Д-s \.t + X)
и trr
s(tjs(t+rj
t2-X
wz
'Шк.
! '
i
s) gs
j£Z
i/
~(tz tf) 0	X
Рис. 2.36. Построение корреля¬
ционной функции для прямо¬
угольного импульса
Рис. 2.37. Построение корреляцион¬
ной функции для треугольного им¬
пульса
В данной главе рассматриваются сигналы, являющиеся вещественны¬
ми функциями времени, и обозначение комплексного сопряжения можно опу¬
стить:
х,
В„ (х) = \ s (() s (t тй dt.
(2.129)
Из выражения (2.129) видно, что Bs (t) характеризует степень связи
(корреляции) сигнала s (t) со своей копией, сдвинутой на величину т по оси
времени. Ясно, что функция Ва (t) достигает максимума при т = 0, так как
любой сигнал полностью коррелирован с самим собой. При этом
Ои
А ДО)- ( sl (/) dt = Э,	(2.130)
— оо
т. е. максимальное значение корреляционной функции равно энергии сиг¬
нала.
С увеличением т функция Bs (т) убывает (не обязательно монотонно)
и при относительном сдвиге сигналов s (^) и s (t + т) на время, превышающее
длительность сигнала, обращается в нуль.
На рис. 2.36 показано построение корреляционной функции для про¬
стейшего сигнала в виде прямоугольного импульса (рис. 2.36, а). Сдвинутый
на т (в сторону опережения) сигнал s (t + т) показан на рис. 2.36, б, а про¬
изведение s (t) s (t + т) — на рис. 2.36, в. График функции Bs (т) изображен
на рис. 2.36, г. Каждому значению т соответствуют свое произведение
s (t) s (/ + т) и площадь под графиком функции s (t) s (t -f т). Численные
значения таких площадей для соответствующих т и дают ординаты функ¬
ции В.ч (т).
Аналогичное построение для треугольного импульса изображено на
рис. 2.37. Из общего определения корреляционной функции, а также из
приведенных примеров видно, что безразлично, вправо или влево относи-
68

тельно своей копии сдвигать сигнал на величину т. Поэтому выражение
(2.129) можно обобщить следующим образом:
оо	оо
Bs (г) = ( s (/) s (t + т) dt = \ s (t) s (/ —т) dt.	(2.129')
Это равносильно утверждению, что Bs (т) является четной функцией т.
На рис. 2.38, а показан сигнал в виде пачки из четырех одинаковых им¬
пульсов, сдвинутых один относительно другого на время Tlt а на рис. 2.38, б
— соответствующая этому сигналу корреляционная функция. Вблизи зна¬
чений т, равных 0, ±Ти ±27\ и ±3Г,, эта функция имеет такой же вид,
как и для одиночного импульса (см. рис. 2.36, г). Максимальное значение кор¬
реляционной функции (при т = 0) равно учетверенной энергии одного им¬
пульса.
Для периодического сигнала, энергия которого бесконечно велика, оп¬
ределение корреляционной функции с помощью выражений (2.129) или
(2.129') неприемлемо. В этом случае исходят из следующего определения:
772
— Г/ 2
Г/2
frsiiep (т)= lim — 1 s(/)s(/ t т)Л =lim — Г s (t — т) s (/) dt.
r-Mx> T	J	Г—OC T ,)
— Г/ 2
(2.131)
При таком определении корреляционная функция приобретает размер¬
ность мощности, причем В8пер (0) равна средней мощности периодического
сигнала. Ввиду периодичности сигнала s (t) усреднение произведения s (t) х
X s (t + т) или s (t — т) s (t) по бесконечно большому отрезку Т должно
совпадать с усреднением по периоду Тг. Поэтому выражение (2.131) можно
заменить выражением
Г,/2
В
*пер
(т)!
7, 2
S (/) S (/ -J- т) dl =■
s (t) s (t —г) dt.
(2.132)
— Т, /2
Входящие в это выражение интегралы суть не что иное, как корреля¬
ционная функция сигнала на интервале 71,. Обозначая ее через Bsr, (т),
приходим к соотношению
5. пор (Т) =В.,77 (т)Т,.
Очевидно также, что периодическому сигналу s (t) соответствует и пе¬
риодическая корреляционная функция В,п<1р (т). Период функции Bsnep (т)
S,
sft)
п
п .
1 г» Tf 27,
J 7, t
Рис. 2.38. Пачка из четырех прямоугольных импульсов (а) и корреляционная функ¬
ция (б)

совпадает с периодом 7\ исходного сигнала s (t). Например, для простейшего
(гармонического) колебания s (t) =■ Ап cos ((o0t + 0O) корреляционная
функция
Г,, 2
(f) =~r	\ COS (w„ / + H0) cos [OJ0 (t f T) -1 Ool dt—
* i •'
-Л/2
1	.2л
= — An cos i».. t, w„ — — .
2	«о Г|
При т —0 B* *liep(0) -- Лб есть средняя мощность гармонического
колебания с амплитудой Л„. Важно отметить, что корреляционная функция
В, пер (т) не зависит от начальной фазы колебания 0„.
На рис. 2.39, б изображена корреляционная функция сигнала, пред¬
ставляющего собой периодическую последовательность прямоугольных
импульсов (рис. 2.39, а). Каждый из импульсов функции Bstieр (т) совпада¬
ет по форме с корреляционной функцией одиночного импульса из перио¬
дической последовательности s (t). Однако в данном случае максимальные
ординаты В* Пер (т) равны не энергии (как на рис. 2.38), а средней мощности
сигнала s (t), т. е. величине s2 (t).
Для оценки степени связи между двумя различными сигналами s, (t)
и s2 (t) используется взаимная корреляционная функция, определяемая
общим выражением
-V
Bs, s2 (Т) =г Si (/) sl (f + T) dt.	(2.133)
oo
Для вещественных функций s, (t) и s2 (/)
Л)
BSi,2(t)= \ s1(t)s,(t + T)dt.	(2.134)
Рассмотренная выше корреляционная функция Bs (т) является частным слу¬
чаем функции BSls.. (т), когда st (t) - s„ (t).
Построение взаимной корреляционной функции для двух сигналов
si (О и sa (0 приведено на рис. 2.40. Исходное положение сигнала т — О
показано на рис. 2.40, а. При сдвиге сигнала s., (t) влево (т > 0, рис. 2.40, б)
корреляционная функция сначала возрастает, затем убывает до нуля при
т -■ Т. При сдвиге вправо (т ■< 0) корреляционная функция сразу убывает.
-Л	Р	гл
~Т1 ~Tt+r* 0 ги	Г, Tfr% t
Рис. 2.39. Периодическая последователь¬
ность импульсов (а) и ее корреляцион¬
ная функция (б)
В результате получается асимметрич¬
ная относительно оси ординат функ¬
ция Д,,г (т) (рис. 2.40, в).
Очевидно, что значение BSls, не
изменится, если вместо упреждения
сигнала s(t) дать задержку сигналу
s, (t). Поэтому выражение (2.134) мож¬
но обобщить следующим образом:
V
B,lS2 (Т) = А| (/) s2 (/ : ■ т) dt *=
*	i
— (X-
•JO
= ( % (t) Si и — т) dt = В,,,, (— T).
(2.135)
70

s
vr
О	T
Рис. 2.40. Построение взаимной кор¬
реляционной функции:
а) исходное положение сигналов; б) сдвиг
сигнала s-At) на т; в) взаимная корреля¬
ционная функция
Соответственно
Bs,sl(T)=sBStS2{- т).	(2.135')
Следует, однако, различать выражения (2.129') и (2.135). В отличие
от Bf (т) взаимная корреляционная функция не обязательно является чет¬
ной относительно т. Кроме того, взаимная корреляционная функция не
обязательно достигает максимума при т = 0. Оба эти свойства функции
BSlSl (т) иллюстрируются рис. 2.40.
2.19.	СООТНОШЕНИЕ МЕЖДУ КОРРЕЛЯЦИОННОЙ
ФУНКЦИЕЙ И СПЕКТРАЛЬНОЙ
ХАРАКТЕРИСТИКОЙ СИГНАЛА
Воспользуемся выражением (2.63), в котором положим / (/) = s (t),
g (t) — s (t -( т) h соответственно F (от) = S (to), G (or) = S (со) е~‘йТ. Тог¬
да получим
oo	ос
j* s (t) s (/ -f t) dt —~Y~ j* S (со) S* (со) e"Шх dw — Ba (r).
— oo	oo
Учитывая, что S (со) S* (от) — S2 (со), приходим к искомому соотно¬
шению
Вй{ т)=— S2 (со) е- '«>r rfco.	(2.136)
2л J
— (X.
На основании известных свойств преобразований Фурье можно также
написать1.
•х
S2 (со) =. | Bs (т) е,шг с/т.	(2.137)
1 Вследствие четности функции В„ (т) знак перед /сот в показателе степени может
быть произвольным. То же относится к (2.137).
71

Итак, прямое преобразование Фурье (2.137) корреляционной функции
Bs (т) дает спектральную плотность энергии (см. замечание в конце § 2.10),
а преобразование (2.136) дает корреляционную функцию Bs (т).
Из выражений (2.136) и (2.137) вытекают свойства, аналогичные отме¬
ченным в § 2.10: чем шире спектр S (со) сигнала, тем меньше интервал кор¬
реляции, т. е. сдвиг т, в пределах которого корреляционная функция отлич¬
на от нуля. Соответственно чем больше интервал корреляции заданного
сигнала, тем уже его спектр.
Из выражений (2.136) и (2.137) также видно, что корреляционная функ¬
ция В„ (т) не зависит от ФЧХ спектра сигнала. Так как при заданном ам¬
плитудном спектре 5 (о) форма функции s (() существенно зависит от ФЧХ,
го можно сделать следующее заключение: различным по форме сигналам
s (t), обладающим одинаковыми амплитудными спектрами, соответствуют
одинаковые корреляционные функции Bs (т).
Глава 3. МОДУЛИРОВАННЫЕ КОЛЕБАНИЯ
3.1.	ОБЩИЕ ОПРЕДЕЛЕНИЯ
Для передачи информации на расстояние применяются сигналы, эффектив¬
но излучаемые с помощью антенных устройств и обладающие способностью
распространяться в виде свободных радиоволн в среде, разделяющей отпра¬
вителя и получателя информации. Такими сигналами являются высокоча¬
стотные колебания. Передаваемая информация должна быть тем или иным
способом заложена в высокочастотное колебание, называемое несущим.
Частота ш0 этого колебания выбирается в зависимости от расстояния, на
которое должна передаваться информация, от условий распространения ра¬
диоволн и ряда других технических и экономических факторов. Но в любом
случае частота со„ должна быть велика по сравнению с наивысшей частотой
Qm спектра передаваемого сообщения1.
Это объясняется тем, что для неискаженной передачи сообщений через
радиотехнические цепи, а также для устранения искажений, возникающих
при распространении радиоволн, необходимо чтобы ширина спектра сооб¬
щения Qm была мала по сравнению с w0; чем меньше отношение Qm(o0, тем
меньше проявляется несовершенство характеристик системы. Поэтому чем
выше требуемая скорость передачи информации и, следовательно, шире
спектр сообщения Qm, тем выше должна быть несущая частота радиосигнала.
Как правило, выполняется неравенство Qm м0 ^ 1.
Любой радиосигнал можно поэтому трактовать как «узкополосный» про¬
цесс даже при передаче «широкополосных» сообщений.
Приведем следующие примеры. При передаче речи или музыки спектр
сообщения обычно ограничивают полосой от Лщп = 30—50 Гц до Fmas =
= 3000—10 000 Гц. Даже на самой длинной волне вещательного диапазона
X = 2000 м при несущей частоте/о = 150 кГц отношение Fmaxifu = 104/1,5 >;
X Ю5 ж 0,06. При передаче тех же сообщений на коротких волнах (при ча¬
стотах 15—20 МГц) это отношение не превышает сотых долей процента.
При передаче подвижных изображений (телевидение) полоса частот сооб¬
щения весьма широка и достигает 5—6 МГц, однако и несущая частота вы¬
бирается не менее 50—60МГц, так что отношение FmaJf0 не превышает 10 %.
1 В дайной главе й используется для обозначение частоты модулирующей функции.
72

В самом общем случае радиосигнал, несущий в себе информацию, мож¬
но представить в виде
a (t) = А (/) cos |со0/ + 0 (<)] = A (t) соэф (t),	(3.1)
в котором амплитуда А или фаза 0 изменяются по закону передаваемого со¬
общения.
Если Л и 0 — постоянные величины, то выражение (3.1) описывает про¬
стое гармоническое колебание, не содержащее в себе никакой информации.
Если Л и 0 (следовательно, и ф) подвергаются принудительному изменению
для передачи сообщения, то колебание становится модулированным.
В зависимости от того, какой из двух параметров изменяется — ампли¬
туда Л или угол 0 — различают два основных вида модуляции: амплитудную
и угловую. Угловая молуляция, в свою очередь, подразделяется на два вида:
частотную (ЧМ) и фазовую (ФМ). Эти два вида модуляции тесно связаны
между собой, и различие между ними проявляется лишь в характере изме¬
нения во времени угла ф при одной и той же модулирующей функции.
Модулированное колебание имеет спектр, структура которого зависит
как от спектра передаваемого сообщения, так и от вида модуляции. То об¬
стоятельство, что ширина спектра модулирующего сообщения мала по срав¬
нению с несущей частотой со0, позволяет считать Л (/) и 0 (t) медленными
функциями времени. Это означает, что относительное изменение Л (t) или
0 (t) за один период несущего колебания мало по сравнению с единицей.
Рассмотрим сначала вопрос об изменении амплитуды. При скорости из¬
менения амплитуды dAldt приращение амплитуды за один период Т0 можно
приближенно приравнять (dAldt) Т0. Следовательно, относительное изме¬
нение за период
dA
di
А
Можно считать, что условие медленности функции Л (t) выполняется,
если
2л
I dA
— С 1 или
dA
о>«
dt
А
dt
— /У со«
А 4 2л
(3.2)
Аналогично можно установить условие медленности функции 0.
Так как мгновенная частота колебания равна скорости изменения фазы
(об этом подробнее будет сказано в следующих параграфах), то, дифферен¬
цируя аргумент выражения (3.1), находим
со (t)
d'f V)
dt
О)0
d<d
dt
Производная dQ/dt определяет отклонение частоты со (t) от частоты со0.
Это отклонение может быть быстрым или медленным. Для того чтобы коле¬
бания а (t) можно было считать близким к гармоническому, нужно, чтобы
изменение частоты за время Т было мало по сравнению с частотой со (t)
в любой рассматриваемый момент времени.
Таким образом, условие медленности функции 0 (t) можно записать в
виде следующих неравенств:
d
dQ \
dt
di J
U) (с)
или
л1 е
dt2
«
СО (О
Т
73

Так как обычно © (t) очень мало отличается от со0, можно считать Т да
да 2я/©„ и исходить из условия
d2 8 '
dt2
«
2л
©А
(3.3)
Для большинства используемых в радиотехнике сигналов неравенства
(3.2) и (3.3) обычно выполняются. Это означает, что при любом виде модуля¬
ции параметры радиосигнала: а плитуда, фаза или частота — изменяются
настолько медленно, что в пределах одного периода Т0 колебание можно счи¬
тать гармоническим.
Эта предпосылка лежит в основе всего дальнейшего рассмотрения свой ств
радиосигналов и их спектров.
3.2.	РАДИОСИГНАЛЫ С АМПЛИТУДНОЙ
МОДУЛЯЦИЕЙ
Амплитудная модуляция (AM) является наиболее простым и очень рас¬
пространенным в радиотехнике способом заложения информации в высоко¬
частотное колебание. При AM огибающая амплитуд несущего колебания из¬
меняется по закону, совпадающему с законом изменения передаваемого со¬
общения, частота же и начальная фаза колебания поддерживаются неизмен¬
ными. Поэтому для амплитудно-модулированного радиосигнала общее вы¬
ражение (3.1) можно заменить следующим:
a (t) = A (t) cos (iont 4 fi„).	_	(3.4).
Характер огибающей А (t) определяется видом передаваемого сообщения.
При непрерывном сообщении (рис. 3.1, а) модулированное колебание
приобретает вид, показанный на рис. 3.1, б. Огибающая А (t) совпадает по
форме с модулирующей функцией, т. е. с передаваемым сообщением s (t).
Рисунок 3.1,6 построен в предположении, что постоянная составляющая
функции s (t) равна нулю (в противоположном случае амплитуда несущего
колебания А„ при модуляции может не совпадать с амплитудой немодулиро-
ванного колебания). Наибольшее из¬
менение A (t) «вниз» не может быть
больше А0. Изменение же «вверх»
может быть в принципе и больше А0.
Основным параметром ампли¬
тудно-модулированного колебания
является коэффициент модуляции.
Определение этого понятия
особенно наглядно для тональной
модуляции, когда Модулирующая
функция является гармоническим
колебанием:
s (t) S0 cos (Qt 4- у).
Огибающую модулированного
колебания при этом можно пред¬
ставить в виде
А (0 = А0 4 /гам s (/) = А0 4-
4- cos (£2/ 4 у),	(3.5)
74

а
s
Zrr/U
Рис. 3.2. Колебание, модулированное Рис. 3.3. Колебание, модулированное по
по амплитуде гармонической функцией амплитуде импульсной последовательно¬
стью
где £2 — частота модуляции; у— начальная фаза огибающей; kaM — ко¬
эффициент пропорциональности; АЛ т = £ам50 — амплитуда изменения
огибающей (рис. 3.2).
Отношение
М - АЛ Ш'Л„
называется коэффициентом модуляции.
Таким образом, мгновенное значение модулированного колебания
а (t) ~ А„ [1 4- М cos (Qi 4- у)| cos (to,,/ 4 В„).	(3.6)
При неискаженной модуляции (М < 1) амплитуда колебания изме¬
няется в пределах от минимальной Лт1м = Л0 (1 — М) до максимальной
^ in ах ~ А о (1 4~ М).
В соответствии с изменением амплитуды изменяется и средняя за пе¬
риод высокой частоты мощность модулированного колебания. Пикам оги¬
бающей соответствует мощность, в (1 4- М)2 раз большая мощности несу¬
щего колебания. Средняя же за период модуляции мощность пропорциональ¬
на среднему1 квадрату амплитуды Л (t):
ЛМ0“Л8|1 (- М cos (Q/^-y)]2 = Л§ (1 f 0,5М2).	(3.7)
Эта мощность превышает мощность несущего колебания всего лишь в
(1 4- 0,5/И2) раз. Таким образом, при 100 %-ной модуляции (М = 1) пико¬
вая мощность равна 4Р„, а средняя мощность 1,5Р0 (через Р0 = ~ Л о
обозначена мощность несущего колебания). Отсюда видно, что обусловлен¬
ное модуляцией приращение мощности колебания, которое в основном и
определяет условия выделения сообщения при приеме, даже при предель¬
ной глубине модуляции не превышает половины мощности несущего колеба¬
ния.
При передаче дискретных сообщений, представляющих собой чередова¬
ние импульсов и пауз (рис. 3.3, а), модулированное колебание имеет вид
последовательности радиоимпульсов, изображенных на рис. 3.3, б. При этом
имеется в виду, что фазы высокочастотного заполнения в каждом из импуль¬
сов такие же, как и при «нарезании» их из одного непрерывного гармониче¬
1 Среднее значение cos (Q/ — у) за период модулирующей частоты равна иулю,
а среднее значение cos2 (О/ 4 равно 1 2. Черта над функцией означает операцию
усреднения по времени
75

ского колебания. Только при этом условии показанную на рис. 3.3, б по¬
следовательность радиоимпульсов можно трактовать как колебание, моду¬
лированное лишь по амплитуде. Если от импульса к импульсу фаза изме¬
няется, то следует говорить о смешанной амплитудно-угловой модуляции.
3.3.	СПЕКТР АМПЛИТУДНО-МОДУЛИРОВАННОГО
КОЛЕБАНИЯ
Пусть задано высокочастотное модулированное колебание, о котором
известно, что частота со0 и начальная фаза 0О величины постоянные, а огибаю¬
щая A (t) содержит в себе передаваемое сообщение s (t). Аналитически такое
колебание можно представить с помощью выражения (3.4).
Требуется установить связь между спектром модулированного колеба¬
ния и спектром модулирующей функции, т. е. спектром исходного сообще¬
ния s (t). Проще и нагляднее всего это можно сделать для тональной (гармо¬
нической) модуляции, когда огибающая
A (t) - А0 114 М cos (Ш 4- у)J,
а модулированное колебание определяется выражением (3.6).
Перепишем выражение (3.6) в форме
a (i) ~ Л0 (cos (ш0< 4- 0О) + М cos (Q/ 4 у) cos (со0/ 4- 0О)1.
Второе слагаемое в правой части этого выражения, являющееся продук¬
том модуляции, можно привести к виду
м
М cos (Qt 4- у) cos (ш0 t -i- 0O) cos [(«„ v Q) t 4-(0„ by) I >
f cos (К - Й) / 4 (0„ — y)J,
после чего развернутое выражение колебания а (/) принимает вид
a (t) = Л„ cos (о)0 t ■+- 0„) 4* cos [(<в0 {- П) t -f
г 0О ' Yl ■ ‘~S~ cos|((o„-Q) t ; H0- y|.	‘	(3.8)
Первое слагаемое в правой части представляет собой исходное немоду-
лированное колебание с частотой ып. Второе и третье слагаемые соответст¬
вуют новым колебаниям (гармоническим), появляющимся в процессе модуля¬
ции амплитуды. Частоты этих колебаний w0 4- Q
и и,, — Q называются верхней и нижней боко¬
выми частотами модуляции.
Амплитуды этих двух колебаний одинаковы
и составляют от амплитуды немодулированного
колебания долю, равную М'2, а их фазы сим¬
метричны относительно фазы несущего колеба¬
ния. Это иллюстрируется векторной диаграм¬
мой, представленной на рис. 3.4. На этой диаг¬
рамме ось времени вращается по часовой стрел¬
ке с угловой частотой о)0, причем отсчет угла
сo0t ведется от линии ОВ. Поэтому несущее ко¬
лебание А0 cos (ш№( 4- 0„) изображается на этой
диаграмме в виде неподвижного вектора OD
длиной Л „, составляющего с горизонталью угол
Рис. 3.4. Векторное пред¬
ставление амплитудно-мо-
дулированного колебания
76

0П. Мгновенное значение несущего колебания в момент t равно проекции
вектора А„ на ось времени (отрезок ОК).
Для представления на этой же диаграмме колебания с частотой ш„ 4 Q,
превышающей угловую частоту вращения оси времени на величину П, не¬
обходимо воспользоваться вектором, вращающимся с угловой частотой Q
против часовой стрелки (вектор DCj). Для изображения колебания с часто¬
той о)0 — Q потребуется вектор, вращающийся с такой же частотой Q по
часовой стрелке (вектор DC2). Поэтому колебания боковых частот — верх¬
ней и нижней — изображаются двумя векторами длиной MAJ2, вращаю¬
щимися во взаимно противоположных направлениях. Начала этих векторов
перенесены из точки О в точку D. Их фазы симметричны относительно век¬
тора несущего колебания А0. Это следует из выражения (3.8), которое для
большей наглядности целесообразно записать в несколько измененной
форме
МА
а (t) = Лп cos (<о0 / 4- 0О) = cos [(о)„ / 4- 60) +■
(Qt i у)| 4- cos |(ч)0 t 4- 0О) — (Qt 4-?)1.
Из этого выражения видно, что при любой начальной фазе огибающей у
векторы DCj и DC,, соответствующие колебаниям верхней и нижней боковых
частот, занимают симметричное относительно вектора 0D положение, при¬
чем векторы колебаний боковых частот образуют с вектором несущего коле¬
бания углы, равные ±(й/ + у). Равнодействующий вектор DF, являющий¬
ся геометрической суммой векторов DCX и DC2 и называемый вектором мо¬
дуляции, всегда располагается на линии 0D, вследствие чего сумму всех
трех колебаний — несущей и двух боковых частот — можно рассматривать
как колебание с постоянными начальной фазой и частотой, но с модулиро¬
ванной амплитудой.
Попутно заметим, что если в результате прохождения через электриче¬
ские цепи нарушается равенство амплитуд колебаний боковых частот или
симметрия их фаз относительно фазы несущего колебания, то возникает ка¬
чание вектора, представляющего результирующее колебание, относительно
направления 0D. Это равносильно возникновению паразитной ФМ.
Остановимся на вопросе о фазе огибающей амплитуд при чисто ампли¬
тудной модуляции. Допустим, что начальная фаза высокочастотного колеба¬
ния 0О =- 90е. Тогда векторная диаграмма примет вид, показанный на
рис. 3.5. Если при Qt = 0 векторы боковых частот DCr и DC2 направлены
вверх (положение I на рис. 3.6), то огибающая амплитуд проходит в этот мо¬
мент через свое максимальное значение А0 (1 4- М). Этот случай соответст¬
вует начальной фазе огибающей у — 0 |см. (3.6)1, а уравнение огибающей
будет
A (t) — Ап (1 4 М cos Q/).
Если же в момент Qt — 0 векторы DC\ и DC2 занимают горизонтальное
положение, то огибающая проходит через значение, равное А0. В этом слу¬
чае начальная фаза огибающей у = —я/2 и уравнение для огибающей будет
A (t) — Аи (1 4- М sin Q/).
Положение векторов боковых частот DCr и DC2 при Ш -= я/2, я и Зя/2
для у = 0 обозначено на рис. 3.6 соответственно цифрами II, III и IV.
Спектральная диаграмма колебания при тональной модуляции показа¬
на на рис. 3.7. Ширина спектра в этом случае равна удвоенной частоте мо¬
77

дуляции 2£2, а амплитуды колебаний боковых частот не .могут превышать
половины амплитуды нсмодулированного колебания (при М < I).
Аналогичные результаты можно получить при модуляции любым слож¬
ным сигналом. Картину образования спектра амплитудно-модулированного
колебания проще всего пояснить сначала на примере, когда модулирующее
сообщение s (t) является суммой колебаний двух тонов:
s (t) — Sj cos Q,( f S.2 cos Q4.
По аналогии с выражением (3.5) получаем
A (t)=^A0 t ААт, cos £2, t ААт, cos £22 / = А0 (1 -+-Л1, cos £2, / -
-t- М2 cos /).
Подставляя это выражение в уравнение (3.4) и используя тригономе¬
трические преобразования, аналогичные тем, которые были проведены при
получении уравнения (3.8), приходим к следующему результату (начальные
фазы несущего и модулирующих колебаний здесь для упрощения опущены):
а (() = А0 cos ш0 t -t cos (ш0 + £2i) t -) —■	cos (u)0 —£2t) t f
+ — A<l cos (co0 £20_) t M'2y!- cos (oj0—Qa) t.
Из полученного выражения следует, что каждой из частот £2, и Q2
соответствует своя тональная модуляция, сопровождающаяся возникнове¬
нием пары боковых частот, причем этот процесс является линейным в том
смысле, что амплитуды и фазы колебаний боковых частот от различных мо¬
дулирующих напряжений взаимно независимы (последнее свойство сохра¬
няется при условии, что суммарное изменение огибающей «вниз» не превы¬
шает 100 %).
Из приведенного примера нетрудно вывести правило построения спек¬
тральной диаграммы амплитудно-модулированного колебания a (t) по за¬
данному спектру модулирующей функции s (t). Пусть последний имеет вид.
Рис. 3.5. Векторная ана¬
грамма AM при начальной
фазе несущего колебания
f) = 90°
Рис. 3.6. Фазы колебаний боковых частот
в различные моменты времени
7Х

Рис. 3.7. Спектр колебания при то¬
нальной (гармонической) AM
а)
5
Sz
S-f §п
6)	Ар' ■
MnAp MjAp
2	2
■lillf
® ftmin &max ®
MjAp MnAp
Jiliu
0)n
6)
E
Ci
I
E
c*
I
E
Ci
+
E
ct
+
£
Рис. 3.8. Дискретные спектры:
а)	сложной модулирующей функции;
б)	модулированного по амплитуде коле¬
бания
представленный на рис. 3.8, а. Через S2, ...,5„, ... обозначены амплиту¬
ды гармонических колебаний, входящих в спектр сообщения s (t), а через
£2П11П и Йтах— граничные частоты спектра.
Спектральная диаграмма высокочастотного колебания, промодулирован-
ного по амплитуде сообщением s (t), изображена на рис. 3.8, б. Коэффи¬
циенты модуляции Мг, Мг, М„ пропорциональны амплитудам 5Ь 5а, ...
..., S„ соответствующих тонов, входящих в сложное сообщение s (t).
Перейдем к общему случаю, когда спектр сообщения s (t) не обязательно
дискретный. Будем исходить из общего выражения (3.4). Передаваемое со¬
общение s (i) содержится в законе изменения огибающей A (t). Не предре¬
шая вида функции s (t), составляем выражение для спектральной плотности
Sa (со) модулированного по амплитуде колебания a (t), рассматриваемого
как произведение огибающей A (t) на гармоническое колебание cos (сo0t 4-
+ е„).
Основываясь на соотношении (2.58), в котором положим s (t) - A (t),
получаем
ос
Su (<о) = J A (t) cos (с«»0 (-(- 0о) e~'w dt =
• - ос
=-j- е'в» S4 (со - со0) -{- ~ е Бд (со -с- <о0).	(3.9)
В этом выражении обозначает спектральную плотность огибающей, т. е.
модулирующей функции.
Следует подчеркнуть, что спектр медленно меняющейся функции вре¬
мени А ((} концентрируется в области относительно низких частот. Поэтому
функция Бл (со — со„) существенно отличается от нуля лишь при частотах
о), близких к со0, т. е. когда разность со — со0 = Q относительно мала. Ана¬
логично слагаемое S/i (со + со0) существует при частотах, близких к —со0.
Таким образом, спектральная плотность модулированного колебания
S„ (со) образует два всплеска; вблизи со — со0 и вблизи со ------- —со0. Поэтому
для узкополосного сигнала можно считать, что в области положительных
частот
S,, (со) ас V,е'н» S.1 (с»--и)0),	(3.10)
а в области отрицательных частот
S„(co^«l,1e ,н» Бд (со | (о0).	(3.10')
79

Поясним правило построения спектра Sn (со) на следующем примере.
Пусть огибающая высокочастотного колебания имеет вид
/l(()^0[i+fcaMs(()],	(З.Н)
где s (i) — передаваемое сообщение, имеющее спектральную плотность
S (Q), а коэффициент feaM имеет тот же смысл, что и в выражении (3.5)1.
Спектральная плотность огибающей А (t) изображена на рис. 3.9, о.
Дискретная часть этого спектра, равная 2n/l06(Q), соответствует постоян¬
ной величине А0, а сплошная часть £aM^0S (Q)—передаваемому сообщению
s (О-
Спектральная плотность S„ (со) модулированного колебания a (/) пока¬
зана на рис. 3.9, б. В данном случае дискретные составляющие яЛ06 (и =F
=F ®о) отображают несущее колебание А0 cos (щ( 4- 0О), а сплошной
спектр — колебания боковых частот модуляции.
Если радиосигнал не содержит несущего колебания (с конечной ампли¬
тудой), например, при передаче одиночного радиоимпульса, дискретная
часть в спектре отсутствует.
Рассмотрим спектр прямоугольного радиоимпульса (рис. 3.10, б), оп¬
ределяемого выражением
£ам А0 В cos о)0 t при — ти/2 < t ти/2,
0	при t < — т„/2 и / > т,,/2.
(3.12)
В данном примере под сообщением s (t) следует подразумевать видео¬
импульс (рис. 3.10, а). Спектральная плотность подобного сообщения
[см. (2.68)1
S (й) = В
sin (Оти/2)
£2ти/2
(3.13)
Огибающая амплитуд колебания a (t)
А (()-=£ам Л0 s (/),
а спектральная плотность этой огибающей
S,i (Q)
A0S(Q)^k„
А9В
sin Qth/2
Яти/2
а
!	Г
'-2ггА0<Гт
А
0
^лАв&(о)+со0)
о
яА0#(ы-ы0)—!
О
О
|\
~ь>о 0 Ыц at
Рис. 3.9. Спектральные плотности:
а) огибающей:	б) амплитудно-модулированного
колебания
Рис. ЗЛО. Импульс прямоугольной
формы (а) и тот же импульс с высо¬
кочастотным заполнением <п0 (б)
1 Как отмечалось в сноске на с. 72, текущая частота спектра модулирующей
функции обозначается через Н.
80

Так как в данном* случае 0# О
(рис. 3.10, б), то по формуле (3.9)
а)
Sa И "=
^ам Ао В
. (со—10о) ти
sen
канАоЗ.
(ю—Юр) ти
2
+	Sg6i))—- 2	S((V+Ыд)
sm
(со -р- сор) ги
(CO-f-COp) ти
2
k<mA0S,
\
S(o)-o)0)
~0)g	0	6)g	6Jq
(3.14)
Рис. 3.11. Спектральные плотности
функций, представленных на рнс. 3.10
Графики- спектральных плотностей модулирующей функции s (t) и радио¬
импульса a (t) изображены на рис. 3.11, а и 6.
3.4.	УГЛОВАЯ МОДУЛЯЦИЯ. ФАЗА
И МГНОВЕННАЯ ЧАСТОТА КОЛЕБАНИЯ
Для простого гармонического колебания
a (t) — А0 cos (а0( + 9о) = А0 cos тр (()
набег фазы за какой-либо конечный промежуток времени от t=tx до t=ti
равен
Ф (^г) — Ф (^i) = (®о^2 Л" ®о)	(®о(] t ®о) ~ то (^2 — (i)'	(3.15)
Отсюда видно, что при постоянной угловой частоте набег фазы за какой-ли¬
бо промежуток времени пропорционален длительности этого промежутка.
С другой стороны, если известно, что набег фазы за время t2 — tY ра¬
вен ф (t2) — ф (/]), то угловую частоту можно определить как отношение
®о = 1ф (h) — Ф (М 1/(^2 — *i)>	(3-16)
если, конечно, имеется уверенность, что в течение рассматриваемого про¬
межутка времени частота сохраняла постоянное значение.
Из (3.16) видно, что угловая частота есть не что иное, как скорость
изменения фазы колебания.
Переходя к сложному колебанию, частота которого может изменяться
во времени, равенства (3.15), (3.16) необходимо заменить интегральным и
дифференциальным соотношениями
Ф (к)— Ф (Д) = \ (1) dt,	(3.17)
(0(1)=^-.	(3.18)
di
В этих выражениях со (/) = 2я/ (t) ~ мгновенная угловая частота колеба¬
ния; / (t) — мгновенная частота.
Согласно выражениям (3.17), (3.18) полную фазу высокочастотного ко¬
лебания в момент t можно определить как
ф (/) = |* <0 [t)dt 4-00,	(3.19)
6
81

ш
Рис. 3.12. Представление высокочастот¬
ного колебания прн угловой модуляции
в виде качающегося вектора
а (t) = А0 COS [юс* + 0 (0 + 0ОЬ
где первое слагаемое в правой части
определяет набег фазы за время от
начала отсчета до рассматриваемого
момента t; 90 — начальная фаза ко¬
лебания (в момент t — 0).
При таком подходе фазу ф (t) =
= co0t + 0 if), фигурирующую в вы¬
ражении (3.1), следует заменить на
Ф (t) = а>0^ 4~ 9 (t) + 9о-
Итак, общее выражение для вы
сокочастотного колебания, амплиту¬
да которого постоянна, т. е. A (t) —
— А о, а аргумент ф (i) модулирован,
можно представить в форме
(3.20)
Соотношения (3.18), (3.19), устанавливающие связь между изменения¬
ми частоты и фазы, указывают на общность двух разновидностей угловой мо¬
дуляции — частотной и фазовой.
Поясним соотношения (3.18)—(3.20) на примере простейшей гармониче¬
ской ЧМ, когда мгновенная частота колебания определяется выражением
ю (t) — шс -! о)я cos Qt,	'	(3.21)
где Юд — 2л/д представляет собой амплитуду частотного отклонения. Для
краткости сод в дальнейшем будем называть девиацией частоты
или просто девиацией. Через ш0 и Q, как и при AM. обозначены не¬
сущая и модулирующая частоты.
Составим выражение для мгновенного значения колебания (тока или
напряжения), частота которого изменяется по закону (3.21). а амплитуда
постоянна.
Подставляя в (3.19) со (t) из уравнения (3.21), получаем
t
ф (t) == (со0 + Шд cos Qt) dt 4- 9n.
о
Выполнив интегрирование, найдем
ф (t) = со0t 4- (сод/Q) sin Qt + 9n.	(3.22)
Таким образом,
a (t) = Aq cos [co0£ 4- (сод/й) sin 4- 9ol-	(3.23)
Фаза колебания a (t) наряду с линейно-возрастающим слагаемым
co0 (t) содержит еще периодическое слагаемое (Юд/Q) sin Qt. Это позволяет
рассматривать а (t) как колебание, модулированное по фазе. Закон этой
модуляции является интегральным по отношению к закону изменения ча¬
стоты. Именно модуляция частоты по закону сод cos Qt приводит к модуля¬
ции фазы по закону (coB/Q) sin QT Амплитуду изменения фазы
Qmax” СОд/Q —Ш	(3.24)
часто называют индексом угловой модуляции.
Заметим, что индекс модуляции совершенно не зависит от средней (не-
модулированной) частоты со0, а определяется исключительно девиацией
©д и модулирующей частотой Q.
Рассмотрим теперь противоположный случай, когда стабильное по ча¬
стоте и фазе колебание пропускается через устройство, осуществляющее
82

периодическую модуляцию фазы по закону в (/) = 0max sin Qt, так что
колебание на выходе устройства имеет вид
a(t) - Ло cos [<о0 * 4-0maxsin Ш + 0О].	(3.23')
Какова частота этого колебания? Используя выражение (3.18), находим
со (/) - (сос t + 0max sin Qt -f- 0O) = oo0 -f 0max Q cos Qt.	(3.21')
dt
Учитывая соотношение (3.24), приходим к выводу, что 0maxQ = сод.
Таким образом, гармоническая модуляция фазы с индексом 0тах эквивалент¬
на частотной модуляции с девиацией оод = 0maxQ.
Из приведенного примера видно, что при гармонической угловой моду¬
ляции по характеру колебания нельзя заключить, с какой модуляцией мы
имеем дело — с частотной или фазовой. В обоих случаях вектор О А, изо¬
бражающий на векторной диаграмме модулированное колебание, качается
относительно своего исходного положения таким образом, что угол 0
(рис. 3.12) изменяется во времени по закону 0 = 0max sin Й/ ПРИ фазовой
модуляции, 0 = (сОд/Q) sin Й£ при частотной модуляции (когда Д со =
= сод cos Qt). Цифрами I, II, III и IV отмечено положение вектора ОА при
Ш = 0, л/2, л и Зл/2.
Иное положение при негармоническом модулирующем сигнале. В этом
случае вид модуляции — частотной или фазовой — можно установить не¬
посредственно по характеру изменения частоты и фазы во времени.
Покажем это на примере пилообразного модулирующего сигнала s (t)
(рис. 3.13, а и г). Очевидно, что пилообразное изменение со (t) (рис. 3.13, б),
Рис. 3.13. Сравнение функций о>(/) и Н(/) при ЧМ и ФМ при пилообразном модули-
рующем сигнале
83

Рнс. 3.14. Зависимость индекса Umax и Девиации <»д от модулирующей частоты при
ЧМ (о) и ФМ (б)
по форме совпадающее с s (<), свидетельствует о наличии ЧМ, а такое же из¬
менение Э (t) (рис. 3.13, д) — о наличии ФМ. Ясно также, что скачкообраз¬
ное изменение со (/), совпадающее по форме с производной сигнала s (t)
(рис. 3.13, е), указывает на ФМ.
При гармоническом модулирующем сигнале различие между ЧМ и ФМ
можно выявить, только изменяя частоту модуляции.
При ЧМ девиация сод пропорциональна амплитуде модулирующего на¬
пряжения и не зависит от частоты модуляции й.
При ФМ величина 0тах пропорциональна амплитуде модулирующего
напряжения и не зависит от частоты модуляции й.
Эти положения поясняются рис. 3.14, на котором показаны частотные
характеристики величин сод и 0тах при частотной и фазовой модуляциях.
В обоих случаях предполагается, что на вход модулятора подается модули¬
рующее напряжение с неизменной амплитудой U, а частота Q изменяется от
Отт Д° Qmai-
При ЧМ юд, зависящая, как указывалось выше, только от амплитуды
U, будет, постоянной величиной, а индекс модуляции т - сод й = 0та.\
с увеличением частоты будет убывать (рис. 3.14, а). При ФМ т не зависит
от Й, а сод = 0тахй = тй изменяется пропорционально частоте модуляции
(рис. 3.14, б).
Кроме структуры колебания (при модуляции сложным сигналом) ча¬
стотная и фазовая модуляции различаются и способом осуществления. При
ЧМ обычно применяется прямое воздействие на частоту колебаний генера¬
тора. При ФМ генератор дает стабильную частоту, а фаза колебания модули¬
руется в одном из последующих элементов устройства.
3.5.	СПЕКТР КОЛЕБАНИЯ ПРИ УГЛОВОЙ
МОДУЛЯЦИИ. ОБЩИЕ СООТНОШЕНИЯ
Пусть задано колебание
a (t) ~ А„ cos |со0г + в (*)],	(3.25)
о котором известно, что передаваемое сообщение s (t) заложено в функцию
0 (t). Если колебание a (t) получено с помощью ФМ, то 0 (t) и s (t) полностью
совпадают по форме и отличаются лишь постоянным коэффициентом. При
этом, очевидно, с точностью до постоянного коэффициента совпадают и
спектры функций 0 (/) и s (t).
При ЧМ функция 0 (/) является интегралом от передаваемого сообще¬
ния s (t). Это вытекает из выражений (3.19) и (3.20). Так как интегрирование
является линейным преобразованием, то при ЧМ спектр функции 0 (t) со-
84

стоит из тех же компонентов, что и спектр сообщения s (t), но с измененными
амплитудами и фазами.
Отвлекаясь от способа осуществления угловой модуляции — фазовой
или частотной — и считая заданным спектр функции 0 (t), находим спектр
модулированного колебания а (t). Для этого выражение (3.25) преобразуем
к виду
а (t) = А0 cos 9 (t) cos со# t —A0 sin 0 (t) sin co01 = ac (t) —as (t).	(3.26)
Из (3.26) следует, что модулированное по углу колебание можно рас¬
сматривать как сумму двух квадратурных колебаний: косинусного ас (t) —
= А0 cos 0 (/) cos (o0t и синусного as (t) = Ап sin 0 (t) sin сос/, каждое из
которых модулировано только по амплитуде; закон AM для косинусного
колебания определяется медленной функцией cos 0 (t), а синусного — функ¬
цией sin 0 (t). Но в § 3.3 было установлено, что для определения спектра
амплитудно-модулированного колебания достаточно сдвинуть на частоту
юс спектр огибающей амплитуд. Следовательно, для нахождения спектра
колебания а (t), определяемого выражением (3.26), необходимо сначала най¬
ти спектры функций cos 0 (t) и sin 0 (t), т. е. спектры огибающих квадратур¬
ных колебаний. Перенос этих спектров на частоту ю0 можно затем осущест¬
вить таким же образом, как и при обычной AM.
Из приведенных рассуждений следует, что при одном и том же переда¬
ваемом сообщении спектр колебания, модулированного по углу, значитель¬
но сложнее, чем спектр модулированного по амплитуде. Действительно,
так как cos 0 (t) и sin 0 (t) являются нелинейными функциями своего аргу¬
мента 9 (t), то спектры этих функций могут существенно отличаться от
спектра функции 0 (t)\ возможно возникновение кратных и комбинацион¬
ных частот, как это имеет место при обычных нелинейных преобразованиях
спектра.
Это обстоятельство, а также наличие двух квадратурных слагаемых
показывают, что при угловой модуляции спектр модулированного колеба¬
ния нельзя получить простым сдвигом спектра сообщения на величину не¬
сущей частоты ю0, как это имеет место при AM. При угловой модуляции связь
между спектрами сообщения и модулированного колебания оказывается бо¬
лее сложной.
3.6.	СПЕКТР КОЛЕБАНИЯ ПРИ ГАРМОНИЧЕСКОЙ
УГЛОВОЙ МОДУЛЯЦИИ
Используем полученные выше результаты для анализа колебания вида
а (i) = А0 cos (w0t + т sin Ш).	(3.25')
Это выражение совпадает с (3.23) и (3.23') при модуляции частоты по
закону со (t) = ю0 + юд cos Qt. Начальная фаза 0„, а также начальная фа¬
за модулирующей функции у опущены для упрощения выкладок. При не¬
обходимости они легко могут быть введены в окончательные выражения.
В данном'случае 9 (t) = т sin Qt. Подставляя 0 (t) в выражение (3.26),
получаем
а (t) - Ас cos (т sin Qt) cos w0t— A0 sia (tn sin Qt) sin co0t.	(3.27)
Учитывая, что множители cos (m sin Qt) и sin (m sin Ш) являются
периодическими функциями времени, разложим их в ряд Фурье.
В теор’ии бесселевых функций доказываются следующие соотношения:
sin (msin Q^) ^2(m)sin Q< + 2 J3 (m) sin3Qi 4-2У5 (m) sin 5Qt+ ... ,(3.28)

cos (m sin Qt) = J0 (m) -f- 2J2 (m) cos 2Qt + 2ji (m) cos4Q* + •••,	(3.29)
sin (m cos Q/) — 2JX (m) cos Qt—2J3 (tri) cos ЗШ -f 2J& (m) cos5Q£ — ...,(3.28')
cos (m cos Qf) = J0 (m) —2J2 (m) cos 2Qt 4- 2J,t (m) cos 4Qt—...	(3.29')
Здесь Jn (m) — бесселева функция первого рода n-го порядка от аргумен¬
та т.
С помощью соотношений (3.28) и (3.29) уравнение (3.27) можно приве¬
сти к виду
а (t) «= А0 [Jo (т) cos (о01 —2Jx (т) sin Qt sin ы01 -f 2J2 (m) cos 2Qt cos a>c t —
— 2У3 (m) sin ЗШ sinco0 £-f •••]	(3.30)
или в более развернутой форме
а (t) — А0 cos (со01 + т sin Qrf)	Я0 {Л (т) cos ю0t + Ji (т) (cos (со0 -f Q) t —
—cos (со0 —Q) t] 4- J2 (m) [cos («>„ 4- 2Q) t-~\- cos (ю0—2Q)
+ Js im) (cos (co„ -f 3Q) t — cos((o0—3Q)tf] + .--}-	(3.31)
Таким образом, при частотной и фазовой модуляциях спектр колеба¬
ния состоит из бесконечного числа боковых частот, расположенных попар¬
но симметрично относительно несущей частоты .со0 и отличающихся от по¬
следней на tiQ, где п — любое целое число. Амплитуда n-й боковой состав¬
ляющей Ап — Jn (т) А о, где Ап — амплитуда немодулированного колеба¬
ния, а т — индекс модуляции. Отсюда следует, что вклад различных боко¬
вых частот в суммарную мощность модулированного колебания определяет¬
ся величиной т.
Рассмотрим режимы угловой модуляции при малых и больших значе¬
ниях т. Если т 1, так что имеют место приближенные равенства
sin (т sin Qt) т т sin Q^, cos (т sin Q^) л: 1,
то выражение (3.27) переходит в следующее:
a(t)
А0 (cos a)0t—msin Q* sin co01)~ A0
cos co01 4- — cos (wc 4- £2) t —-
m
—.— cos
2
(3.32)
Сравним это уравнение с уравнением для амплитудно-модулированного
колебания, у которого модулирующая функция (т. е. передаваемое сообще¬
ние) такая же, как и при ЧМ. Так как выражение (3.32) получено из (3.25')
для модуляции частоты по закону со (t) = а0 + ид cos Qt, то для удобства
сравнения зададим модуляцию амплитуды по аналогичному закону A (t) —
= А о (1 + М cos Qt). Тогда амплитудно-модулированное колебание запи¬
шется в форме
аам (f) — Ао (1 4- М cos Qt) cos co„1 — A0 cos ю014-cos (ю0 4- Q) f 4-
4-Ji cos (g)0 — Q) t .
(3.33)
Из сравнения (3.32) и (3.33) видно, что при малых значениях т спектр
колебания, как и при AM, состоит из несущей частоты ю„ и двух боковых
частот: верхней со0 4- & и нижней со0 — Q. Единственное отличие заключа¬
ется в фазировке колебаний боковых частот относительно несущего колеба-
86

л
2
6)
Рис. 3.15. Векторная диаграмма (а) и Спектр колебания (б) при угловой модуляции с
индексом m< 1
ния. При AM фазы колебаний боковых частот симметричны относительно
несущей частоты, а при угловой модуляции фаза колебания нижней боко¬
вой частоты сдвинута на 180° [знак минус перед последним слагаемым
(3.32)1. Это положение иллюстрируется векторной диаграммой, показанной
на рис. 3.15, а. Направление вектора DC3 при AM обозначено штриховой
линией. Изменение направления этого вектора на 180° приводит к тому, что
вектор модуляции DF всегда перпендикулярен к направлению вектора OD,
изображающего несущее колебание. Вектор OF, изображающий результи¬
рующее колебание, изменяется как по фазе, так и по амплитуде; однако при
т — 0тах 1 амплитудные изменения настолько малы, что ими можно
пренебречь и модуляцию можно в первом приближении рассматривать как
чисто фазовую.
Спектральная диаграмма для угловой модуляции при т 1 показана
на рис. 3.15, б. Равенство амплитуд колебаний боковых частот сохраняется,
а фаза колебания нижней частоты сдвинута на 180°. Амплитуды колебаний
боковых частот равны тА0/2, и поэтому в данном случае индекс модуляции
т совпадает по значению с коэффициентом М, характеризующим глубину
изменения амплитуды при AM. Заметим, что ширина спектра при т « 1
равна 2Q, как и при AM. Этот результат показывает, что при очень малых
девиациях сод (по сравнению с Q) ширина спектра от сод не зависит.
При увеличении фазового отклонения, т. е. при возрастании т, урав¬
нение (3.32) и диаграмма на рис. 3.15, й не дают правильного представления
о действительной картине явлений при частотной или фазовой модуляции.
Это объясняется тем, что с помощью колебаний несущей частоты и всего
лишь одной пары боковых: частот невозможно .представить колебание, ча¬
стота или фаза которого изменяется в широких пределах, а амплитуда оста¬
ется строго постоянной. Для получения правильной картины необходимо
учитывать боковые частоты высших
порядков в соответствии с выраже¬
нием (3.31).
■ При значениях индексов т от 0,5
до 1 приобретает некоторое значение
вторая пара боковых частот, ввиду
чего ширина спектра должна быть
приравнена 4Q. Далее, при 1 <т<2
приходится учитывать третью и чет¬
вертую пары боковых частот и г. д.
Спектральные диаграммы для т = 1
JnJA0
0,8 -
4* -
_L
1
1-1111
lx.
<*о
а)
в)
Рис. 3,16. Спектры колебания при угло¬
вой модуляции:
а) m—I; б) т — 2
87

Qt-Z/Z n
Qt=0
Qt-ff/2
Qt“it
Рис. 3.17. Фазировка колебаний боковых частот в различные моменты времени
и т = 2 приведены на рис. 3.16. Фазы колебаний на этих рисунках не учи¬
тываются, однако следует иметь в виду, что при нечетных п амплитуды ниж¬
них боковых частот следует брать со знаком минус. Амплитуды всех состав¬
ляющих спектра представлены на этих рисунках в виде вертикальных от¬
резков, длины которых равны Jn (т), а расстояния от отрезка У0 (т), соот¬
ветствующего амплитуде колебания несущей частоты, равны п£2, где £2 —
частота модуляции, ап — порядковый номер боковой частоты. Амплитуда
результирующего колебания принята за 100 °6, т. е. А0 — 1; обозначенные
на рисунках величины Jn определяют амплитуды колебаний соответствую¬
щих частот в долях от амплитуды результирующего колебания.
Векторные диаграммы для различных моментов Ш при т — 1, построен¬
ные по выражению (3.30), представлены на рис. 3.17, a—г. При п> 2
Jn (1)	1, поэтому учтены только J0, Jx и У2.
Рассмотрим теперь большие значения т. Вопрос сводится к выяснению
зависимости бесселевой функции Jn (т) от порядкового номера п при боль¬
ших значениях аргумента т. Оказывается, что при т > 1 величина |У„ (т)\
более или менее равномерна при всех целых значениях |«|, меньших, чем
аргумент т. При \п\, близких к т, \Jn (т)| образует всплеск, а при дальней¬
шем увеличении \п\ функция |Jn (т)\ быстро убывает до нуля. Общий ха¬
рактер этой зависимости показан на рис. 3.18 для т — 100. Из рисунка
видно, что наивысший номер п боковой частоты, которую еще необходимо
принимать в расчет, приблизительно равен индексу модуляции т (в данном
случае п — 100).
Приравнивая это максимальное значение «тах величине т, приходим
к выводу, что полная ширина спектра частотно-модулированного колебания
Рис. 3.18. Ширина спектра ЧМ ко¬
лебания при больших значениях
индекса модуляции
88
21 nmax | £2 « 2mQ.
Но т = сОд/Q, следовательно, при
больших индексах модуляции ширина
спектра модулированного колебания близка
к удвоенной девиации частоты
2 I Птах I £2 » 2юд.	(3.34)
Эта полоса частот обозначена в нижней
части рис. 3.18.
Заметим, что в соответствии с опреде¬
лением т [см. (3.24)1 выражение «модуля¬
ция с малым индексом» эквивалентно вы¬
ражению «быстрая модуляция», а выраже¬
ние «модуляция с большим индексом» экви¬
валентно выражению «медленная модуля-

ция». Поэтому можно сформулировать следующее положение: пр и быст¬
рой угловой модуляции (когда сод « О) ширина спектра модулированного ко¬
лебания близка к значению 2Я; при медленной угловой модуляции (когда
(од > Я) ширина спектра близка к значению 2сод.
3.7.	СПЕКТР РАДИОИМПУЛЬСА
С ЧАСТОТНО-МОДУЛИРОВАННЫМ
ЗАПОЛНЕНИЕМ
При модуляции частоты колебания по закону, отличающемуся от гар¬
монического, нахождение спектра колебания усложняется. Выбор наибо¬
лее удобного метода анализа зависит от характера модулирующей функции.
Поясним один из возможных методов на примере широко распространенного
сигнала — импульса с линейной частотной модуляцией (ЛЧМ импульса).
Подобный сигнал изображен на рис. 3.19, а, а закон изменения частоты за¬
полнения импульса — на рис. 3.19,6.
Мгновенную частоту заполнения со (t) = 2я/ (t) можно определить вы¬
ражением
a)(0=o)„ -»-$t, |(|<ГД
(3.35)
| Р | — 2сод/Гt. = 2‘ 2л/д/Тг
(3.36)
есть скорость линейного изменения частоты внутри импульса. Тогда мгно¬
венное значение колебания, представленного на рис. 3.19, а, можно запи¬
сать в виде
a (t) = А0 cos (j со (?) dtj —А0 cos j ю01 -f	--Tcl‘2 < t < Tc/2. (3.37)
Произведение полной девиации ча¬
стоты на длительность импульса
2/д Тс •= m	(3.38)
является основным параметром ЛЧМ
сигнала. Напомним, что в § 2.15 ана¬
логичный параметр N — 2/mjHc был
назван базой сигнала. Поскольку /д
определяет ширину спектра рассмат¬
риваемого сигнала, параметр т можно
трактовать как базу ЛЧМ сигнала.
С учетом (3.38) выражение (3.36)
можно записать в форме
|Р| = 2лт/Гс2.	(3.39)
При этом сигнал а (t) определяется
при р > О выражением
а (0 = A) COS / ю0 / -ys— 1,
~Г<'<-Г-	{3-40)
Рис. 3.19. ЛЧМ импульс (а) и изменение
частоты его заполнения (б)
89

Определим спектральную плотность этого сигнала с помощью общего
выражения (2.48):
S(со) = А0 J cos^(o0t + -~-'je-,,0(d^ yL J exp |г |-^
-Тс/2	С '	Гс/2
тсП
-(a>-co0)/]jd* + -^	[ ехр|—i t2 4-(ю + соси||Л. (3.41)
-Тс/2
Первое слагаемое в правой части полученного выражения определяет
всплеск спектральной плотности вблизи частоты о> - о>0, а второе —
всплеск вблизи частоты ю = — ю0.
При определении S (ю) в области положительных частот второе слагае¬
мое можно отбросить (см. (3.10)]. В первом же слагаемом показатель сте¬
пени в подынтегральной функции целесообразно дополнить до квадрата
разности (Р считаем положительной величиной)
л mt-
П
-(со со „И—
П1Ш'г
"ТГ
(w -о>„) / 1 d2
~\/ nm I
Г,-
-d\
-d)'
(3.42)
где
d = (со —о>0) Тс/2 У пт .	(3.43)
Подставляя (3.42) в (3.41) и переходя к новой переменной
у — У пт tiTc d,	(3.44)
получаем
2	у пт
«8
j* е'>' dy,
(3.45)
где пределы интегрирования определяются выражениями
—/f [' * ^ — /т[■ - “]•	13461
Используем известные из математики определения интегралов Фре¬
неля
х	х
С (х) — | cos dy, S (х) — J sin dy.
x my*
C (x) + iS (x) — f e 2 dy.
(3.47)
(3.48)
Тогда выражение (3.45) с учетом (3.43) и (3.46) приводится к следую¬
щей формуле:
о / ч	/4 о Т (.	1
S (со) =	т==	у=- ехр
К ’	2 Т/m	У 2	К
• (со— top)'2 ‘
2р
{С (М|) -f- С (п2) ~Ь / (5 (Ui) - j- S (ug)l}>
(3.49)
90

Рис. 3.21. Амплитудно- и фазо-частотная характе¬
ристики спектра ЛЧМ импульса на всей оси ча¬
стот
Из (3.49) следует, что в области (о>-0
АЧХ спектральной плотности ЛЧМ сиг¬
нала
S (со) =
	х
2 Ут У 2
X У\С(Щ)
а ФЧХ
е* («о) — -
: С («2))г	[5 (u,) + S(u,))*,
(3.50)
<i^Hifarctg ✓
гр
х 5(ut)+S(u2)
С («,) -i С (и2)
ГН (со—Wo)’
1 ц.
+
Рнс. 3.20. Спектральная плотность	( arctg ^ (ui) ~т S (цг>	(3.51)
ЛЧМ импульса при различных	s £(</,) >- С (н2)
значениях базы т=2/д7’с:
а) т— 10; б) т-60: я) т= 100	ГрафИКИ ЗЭВИСИМОСТИ (2 у ГП:'А0ТС) 5 (<!))
от (ш — о)0)/(од (рис. 3.20, о, б и в) пока¬
зывают, что при больших значениях т форма S (ш) приближается к прямо¬
угольной и ширина спектра близка к величине 2о)д. При этом характе¬
ристика |ф (ш)| принимает вид квадратичной параболы (рис. 3.20, в). Второе
слагаемое в (3.51), стремящееся к постоянной величине я/4, опущено.
При и = со,, «, — и.2 ~ Ут'2, так что при больших значениях т и
(о = ы„, когда
С (ui) » С (и2) « 0,5 и S (щ) & S («2) » 0,5,
квадратный корень в выражении (3.50) обращается в У 2, а 5 (ш0) ->
-> А07с/2 Ут.
На рис. 3.21 показана структура АЧХ и ФЧХ спектра ЛЧМ импульса
при р ;> 0 на всей оси частот. В области отрицательных частот ФЧХ по
знаку обратна фазовой характеристике спектра при положительных часто¬
тах.
При р <С 0, г. е. при убывании частоты внутри радиоимпульса, знак
минус перед правой частью выражения (3.51) должен быть изменен на об¬
ратный.
3.8.	СПЕКТР КОЛЕБАНИЯ ПРИ АМПЛИТУДНО-
ЧАСТОТНОЙ МОДУЛЯЦИИ
Обобщим выражения (3.25), (3.26). заменив в них постоянную амплитуду А0
функцией времени A (t)\
а (/) = А (/) cos |й)„/	6 (/)! =• А (/) cos 0 (/) cos w0/ — А (/) sin 0 (/) sin ы0( —
= a,- U) — as (/).	(3.52)
91

Как и в §3.5, 3.6, определение спектра колебания сводится к нахождению спек¬
тров функций Лс (t) =■ А (/) cos 0 (t) и (/) -■ А (/) sin 0 (/), т. е. огибающих квад¬
ратурных колебаний, и к последующему сдвигу этих спектров на величину Wq.
Обозначим спектральные плотности функций Ас (/) и (/) символами (ш)
и (ы). Тогда
Ж,	Л,
'л. =
С
j Ч(г)е
\ A (f) cos 0 {t) е ",w’ dt,
— оо
(3.53)
ОС
ot>
Ч (“) =
J As(t)t iatdt^
С А (г) sin 0 (t) е iu>tdt.
■—ос	—ос
Спектральная плотность косинусного квадратурного колебания ас (t) = Лс (/) X
X cos <о0/ в соответствии с выражением (2.58) при 0О = 0 будет
S0n(<o)	' Va (s>»c	— «"о)(ft> + <o0)|.	(3-54>
При определении спектра синусного квадратурного колебания а& (t) = As (t) X
X sin щ/ фазовый угол 0„ в (2.58) следует приравнять — 90°. Следовательно,
Sa,M=-~	(w — Woi + S^ (a) r o)0)j.	(3.54')
В области положительных частот можно считать
S. (ш г 1»0) я» 0, S . (со -1- со0) ~ 0.
"с	S
Таким образом, окончательно спектральная плотность колебания а (t) - ас (/) —
■— as (t) определяется выражением
((|>) ~ S<ic (ш) — S,lg (со) • 1 2 J 5^ (<о --соо)	(4Й — (|,о) [ ■ ‘о>0.	(3.55)
Переходя к переменной П =■- со — со0, получаем
Sn (<i>o-t Я) — '/а [^лс (^)	(^)J-	(З..»6)
Структура спектра колебания а (/) при амплитудно-часто гной модуляции зависит
от соотношения и вида функций A (t) и 0 (t).
При AM спектр колебания о (I) характеризуется полной симметрией амплитуд и
фаз колебаний боковых частот относительно несущего колебания: при угловой модуля¬
ции [Л И) А0 - const] фазы колебаний нижних боковых частот при нечетных п
сдвинуты на 180" (см. § 3.6). Одновременная модуляция по амплитуде и углу может при
некоторых соотношениях между А (/) и 0 (0 приводить к асимметрии спектра S„ (w0 -i
— Q) относительно со„ не только по фазам, но и по амплитудам. В частности, если 0 (/)
является нечетной функцией I, то при любой функции А (/) спектр колебания а (/)
несимметричен.
Пример подобного спектра представлен на рис. 3.22. (По отношению к точке
о» — 0 модуль спектральной плотности симметричен при любых условиях.)
Для симметрии спектра S„ (<о) требуется четность функции 0 (/) при одновре¬
менном условии, чтобы функция А ($.была либо четной, либо нечетной функцией I.
Если функция A U) может быть представлена в виде суммы четной и нечетной состав¬
ляющих, то спектр Sa (<») несимметричен даже при четной функции 0 (s). Например,
импульс с линейной ЧМ, рассмотренный в
§ 3.7, имеет симметричный спектр. В этом слу¬
чае прямоугольная огибающая при надле¬
жащем выборе точек отсчета времени являет¬
ся функцией, четной относительно /, как и
функция 0 (г) = ~ р/-’.
Наглядное представление о деформации
спектра колебания при смешанной модуля¬
ции — амплитудной и угловой — можно по¬
лучить, рассмотрев случай, когда обе моду¬
ляции осуществляются гармонической функ¬
цией с одной и той же частотой Q. Для
упрощения анализа зададим эту функцию в
виде гармонического колебания cos tit для
угловой модуляции и в виде cos tit или
sin tit для амплитудной.
Рис. 3.22. Пример асимметричного
спектра при смешанной амплитудной
и угловой модуляциях
92

Рис. 3.23. Спектр колебания при одновременной модуляции амплитуды н частоты гар¬
монической функцией
1. Обе функции, как A (2), так и 0 (2), четные относительно 2:
A (2) = А0 (1 + М cos £20. 0 (0 = т cos £22, М < 1; т < 1.
Выражение (3.52) принимает вид
„ a (2) = А0 (1 + М cos £20 cos [о)02 + т cos £20.
Полагая, как и в § 3.3, справедливыми приближенные равенства cos (т cos £20 ж
ж 1, sin (т cos £20 ж т cos £22, приводим это выражение к виду, аналогичному (3.32):
a (t)~A0
(1 -j-M cos £22) cos
M
(М	М	\	1
ш0 2 —m I —-f-cos Q2-)—— cos 2£22) I sin co0 2 =
= A0 jcos co0 2+ — [cos (co0 + £2) 2 +cos (ш0 —£2) t] — m
M	1
— sinco0^+ ~2 sin (шо +
1	i mM	1
+ Q) 2-)	£”sin (®o—£2) — —-— [sin (ш0+2£2) 2 + sin (ш0—2£2) 2]j.
Суммируя квадратурные составляющие cos ш02 и (mM/2) sin о)02, получаем для
амплитуды результирующего колебания на частоте о>0 следующее выражение:
~\/\	(тМ/2)г при /40 = 1. Аналогичным образом находим амплитуду
0,5 ~\/МА + т2 для колебаний с частотами о)0 + £2 и тМ14 для частот а>0 ± 2Q.
Спектр колебания а (2), представленный на рис. 3.23, а, симметричен.
2. Функция 0 (2) — четная, а А (2) содержит четную и нечетную составляющие:
А (2) = Ae (1 + М sin £22), 0 (2) = т cos £22, М ^ 1; me 1.
Выкладки, аналогичные предыдущим, приводят к следующим результатам: ам¬
плитуда равна 1 на частоте о>0; 1/2 (М — т) на частоте <о0 — Q; 1/2 (М + т) на ча¬
стоте ©0 — Q; тМ/4 на частотах ш0 ± 2Й. Спектр колебания для рассматриваемого
случая представлен на рис. 3.23, б. Симметрия спектра нарушается в данном примере
из-за неодинаковых амплитуд колебаний верхней и нижней боковых частот.
Асимметрия спектра при амплитудно-угловой модуляции может рассматриваться
как показатель неправильной работы устройства, осуществляющего AM; перекос спек¬
тра указывает на то, что полезная AM сопровождается паразитной угловой модуляцией.
3.9.	ОГИБАЮЩАЯ, ФАЗА И ЧАСТОТА
УЗКОПОЛОСНОГО СИГНАЛА
Современное состояние радиотехники характеризуется непрерывным
совершенствованием способов передачи информации. Изыскиваются новые
виды сигналов и новые способы их обработки.
Рассмотренные в предыдущих параграфах модулированные колебания
являются лишь простейшими видами радиосигналов. Часто приходится
иметь дело с радиосигналами, получаемыми в результате одновременной мо¬
93

дуляции амплитуды и частоты (или фазы) колебания по очень сложному за¬
кону.
В любом случае предполагается, что заданный сигнал а (t) представляет
собой узкополосный процесс. Это означает, что все спектральные составляю¬
щие сигнала группируются в относительно узкой по сравнению с некоторой
центральной частотой со0 полосе.
При представлении подобных сигналов в форме
а (0 = A (t) совф (0	(3.57)
возникает неоднозначность в выборе функций A (t) и ф (t), так как при лю¬
бой функции ф (t) всегда можно удовлетворить уравнению (3.57) надлежа¬
щим выбором функции A (/).
Так, простейшее (гармоническое) колебание
а (() = А0 cos co0if	(3.58)
можно представить в форме
a (t) — А (t) cos со/,	(3.58')
где to = со0 Ь Дсо.
В выражении (3.58') огибающая A (/) в отличие от А0 является функцией
времени, которую можно определить из условия сохранения заданной функ¬
ции а (t)
А0 cos со„/ = А (t) cos (со0 + Дсо) t,
откуда
Л(0 =
/40 cos щ /
cos (о)0 + Дш) /
До
	Аа cos (о0/
cos Дсо/ cos о)0/—sin Дсо/ sin со0/
cos Дсо/ — sin Aco/-tg co0 /
(3.59)
Из этого примера видно, что при нерациональном выборе ф (/) (соt вме¬
сто со„/) очень усложнилось выражение для А (t), причем эта новая функ¬
ция А (t) по существу не является «огибающей» в общепринятом смысле,
так как она может пересекать кривую a (/) (вместо касания в точках, где
а (t) имеет максимальное значение). Оперирование подобной «огибающей»
не имеет смысла, а в некоторых случаях и недопустимо, так как может при¬
вести к ошибочным практическим выводам (например, при рассмотрении ра¬
боты амплитудного детектора).
Неопределенности можно избежать при представлении A (t) и ф (() с
помощью следующих соотношений:
A (t) =Va4t) + al(t), со (t) = arctg [ft (t)/a (/)],	(3.60), (3,61)
где ft (t) — новая функция, связанная с исходной соотношениями
оо	оо
ft (t) = — — Г dx, а (0 - — Г -2^ dx. (3.62), (3 63)
я J т — /	я J т—/
— ОО	— 00
Эти соотношения называются преобразованиями Гиль¬
берта, а функция al(t) — функцией, сопряженной (по Гильберту) ис¬
ходной функции а (/).
Для выяснения смысла выражений (3.60), (3.61), а также требования,
чтобы ft (/) являлась функцией, сопряженной по Гильберту исходной функ¬
94

ции a (t), рассмотрим сначала некоторые свойства А (t), вытекающие непо¬
средственно из выражения (3.60) и справедливые при любой функции ах (t).
Прежде всего мы видим, что в точках, где функция ах (() равна нулю,
имеет место равенство A (() = a (t).
Дифференцируя (3.60), получаем
, (1А	da , da
А — = а	1- а,
dt	dt	dt
Отсюда видно, что при ах = 0, когда A (t) — а (t), имеет место дополни¬
тельное равенство
<М __ da
dt ~ dt
Следовательно, в точках, в которых о, (t) = 0, кривые A (t) и а (t)
имеют общие касательные.
Этих условий, однако, еще недостаточно для того, чтобы можно было
рассматривать А (t) как «простейшую» огибающую быстро осциллирующей
функции а (t). Необходимо потребовать, чтобы кривая A (t) касалась кривой
а (t) в точках, в которых последняя имеет амплитудное или достаточно близ¬
кое к нему значение. Иными словами, в точках, где оу (t) обращается в нуль,
функция а (t) должна принимать значения, близкие к амплитудным. Это ус¬
ловие как раз и обеспечивается, если функция	(t) является сопряженной
по Гильберту функции а (/). Это свойство преобразований Гильберта на¬
гляднее всего иллюстрируется на примере гармонического сигнала.
Пусть a (t) = cos di0t, ~^оо < t < оо. Найдем сопряженную функцию
ai (0- Применяя общее выражение (3.62) и переходя к новой переменной
х — х — t, находим
оо	оо
/Л	1	С COSO)0T ,	1	, Г COSO)0JC J ,
аг (t) =	\ 	2— dx  	cos со01 \ 		— dx +
л J	т—t	л '	J х
— оо	—-оо
оо
1	1	•	‘ . Г sincoox ,
Н	sin со0 / \ —г-д—dx.
и	.	J	. х .
—■ оо
Известно, что
оо
— оо
(в смысле главного значения) и
00
С sin х ,
1		dx = n.
Следовательно, функции a (t) = cos о)0/ соответствует сопряженная
функция ах (() — sin <a„t, которая проходит через нуль в моменты, когда
исходная функция проходит через максимум. Аналогичным образом нетруд¬
но убедиться, что функции a (t) — sin w0t, —оо < (< соответствует
сопряженная функция аг (t) = —cos co0t.
Подставляя а (t) = cos о)0( и ах (t) = sin со0^ в выражение (3.60), полу¬
чаем для огибающей гармонического колебания общепринятое выражение
А (t) = ]/cos2 (»0t + sin2 a)0t = 1.
Аналогичный результат получается и для а (t) - sin o)0t, ах (t) —
— cos (00^.
95

Как видим, выражение (3.60) определяет огибающую в виде линии, ка¬
сательной к исходной функции в точках ее максимума и в случае гармониче¬
ского колебания соединяющей два соседних максимума кратчайшим путем.
Таким образом, выражение (3.60) определяет «простейшую» огибающую.
Это свойство выражения (3.60) сохраняется и для сложного сигнала, если
выполняется условие медленности изменения огибающей, т. е. если речь
идет об узкополосном сигнале [см. (3.2), (3.3)].
Если исходный сигнал представляет собой сумму спектральных состав¬
ляющих
a (t)	2 (ап cos ы„ t + bn sin con t),	(3.64)
П
то сопряженная функция
ах (t) = 2 («п sin o)„ t —bn cos con t).	(3.65)
П
Ряд (3.65) называется рядом, сопряженным ряду (3.64).
Если сигнал а (/) представлен не рядом (3.64), а интегралом Фурье
cos Ы + Ь ((о) sin со/] d(a.
(3.66)
то функция Qj (t) может быть представлена в виде интеграла
«i(0
оо
J [а (со) sin (at—Ь (со) cos со/] Ло,
— ОО
(3.67)
сопряженного интегралу (3.66).
Нетрудно установить связь между спектрами функций а (t) и ах (t).
Так как при преобразовании гармонического колебания по Гильберту его
амплитуда остается неизменной, то очевидно, что по модулю спектральная
плотность Sx (о) сопряженной функции ах (t) не может отличаться от спек¬
тральной плотности S (со) исходной функции а (t). Фазовая же характеристи¬
ка спектра Sx (со) отличается от ФЧХ спектра S (со). Из сопоставления вы¬
ражений (3.66) и (3.67) непосредственно вытекает, что спектральные состав¬
ляющие функции ах (t) отстают по фазе на 90° от соответствующих состав¬
ляющих функции a (t). Следовательно, при со ;> 0 спектральные плотности
iSj (со) и S (со) связаны соотношением
Sx (со) = —t'S (о),. со > 0.	(3.68)
В области отрицательных частот соответственно получается
Sx (со) = iS (со), со < 0.	(3.69)
Вследствие изменения ФЧХ сопряженная функция ах (t) по своей форме
может сильно отличаться от исходной функции a (t).
После того как найдена сопряженная функция ах (t), можно с помощью
выражений (3.60), (3.61) найти огибающую A (t), полную фазу ф (t) и мгно¬
венную частоту узкополосного сигнала
со (О
dt
d_
dt
arctg
Qi (0
a(0 .
a(t)aj (t)~ai(t)a' (t)
aVO + a? (0
(3.70)
Выделив в найденной таким образом частоте со (t) постоянную часть
со0> можно написать выражение
Ф (0 = iV + 0 (t) + 0о.
96
(3.71)

в котором 0 (t) не содержит слагаемого, линейно зависящего от времени.
Тем самым устраняется произвол в выборе «средней частоты» сигнала о0
и соответственно функции 0 (t).
В заключение следует отметить, что в некоторых случаях выражения
(3.60)—(3.69) используют также и для широкополосных сигналов, когда по¬
нятие «огибающая амплитуд» теряет свой обычный смысл. При этом отказы¬
ваются от требования, чтобы огибающая А (t) касалась кривой a (t) вбли¬
зи точек, в которых a (t) имеет амплитудное значение.
Поясним применение преобразования Гильберта для определения огибающей,
фазы и мгновенной частоты сигнала на следующем примере.
Пусть задан сигнал в виде суммы двух гармонических колебаний с близкими ча¬
стотами1 lOj и ш2
a(t) =* Аг cos coji -f А2 cos w2t	(3.72)
и требуется a (t) представить в форме
а (0 = А (/) cos [ш0/ + 6 (t) + 0О].	(3.73)
Расстройка |Лео| = |ш2 — Ы!| полагается настолько малой по сравнению с
(о)2 + 4>i)l2, что колебание a (t) можно считать узкополосным.
Что следует в данном случае подразумевать под А (^), ш„и0 (()? Непосредственно
из выражения (3.72) трудно выявить структуру огибающей и фазы результирующего
колебания а (t). Используем поэтому выражения (3.60), (3.61). Сопряженная функция
ai (0 — Ах sin u>xt + А2 sin a>2t.
Применяя формулу (3.60), находим огибающую сигнала а (t)
А (/) = "|/(Ах cos он t А~А2 cos ш2 02+ Hi sin +Л2 sin ш2 /)2 =
= Ух + р + Чк cos До) t,	(3.74)
где к = A2iAx\ Деи = о)2 — со1( причем для определенности считается, что k <, 1
и Деи > 0.
Полную фазу суммарного колебания находим по формуле (3.61):
ф (l) = arctg
(0
a(t)
. sm о, / 4- к sin о)2 /
— arctg
COS (Oj t -\-k CpS 0)2 t
(3.75)
Применяя далее формулу (3.70), после несложных алгебраических и тригономе¬
трических преобразований приходим к следующему выражению для мгновенной ча-
стоты:
ч	, .	fe + cosAaН
о>(0=Ш] -ЬДо)*	■ 		— — 0)1 + Дощ (0.
I -ffc2+2fc cos Дои
k -\- cos Дсо/
Ц (;) ~ к 1 +	4- 2k COS До>/ '
(3.76)
(3.77)
Так как постоянная составляющая функции т) (() равна нулю, то входящие в вы¬
ражение (3.71) средняя частота ш0 и функция 0 (() будут
I
o)0=o)i, 0 (0 = До) | г| (x)dx.	(3.78), (3.79)
'о
Итак, на основании (3.74), (3.76) и (3.78), (3.79) выражение (3.73) приводится к
виду
а (/) = АхА''I -\-кг-{-2к cos Дспt cos
I
o)j I + До) ft\(x)dx
о
(3.80)
где I) (t) определяется выражением (3.77).
При этом исключаются произвол и неопределенность в выборе огибающей и фазы
суммарного колебания.
Графики функции >) (0. характеризующие изменение частоты, приведены на
рис. 3.24 для некоторых значений к.
1 Для сокращения выкладок положим, начальные фазы 0t =* 02 = 0.
4 Зак. 1326
97

Рис. 3.24. Мгновенная частота колеба¬
ния, являющегося суммой двух, гар¬
монических колебаний
Рис. 3.25. Сумма двух гармонических
колебаний с близкими частотами /[
и • /2 при одинаковых амплитудах
(*= 1)
Прий< I, т. е. при наложении слабого колебания А2 cos а)гСна сильное Л, cos ш,Г,
выражения (3.74)—(3.77) значительно упрощаются:
А (/) гг А (1 -\-k cos Дсо/), шо = о>1, ш (/) гг а^-р&До) cos Д<о/. ф (/) гг о>, /4-
+ й sin Д<о/.	(3.81;
■ В этом случае огибающая, частота и фаза суммарного колебания изменяются по
гармоническому закону с частотой |До)| = 1о)2 — o)j| относительно своих средних зна¬
чений соответственно Л1( (Dj и о)х/.
При k = 1 функция г) (/) в соответствии с (3.77) принимает постоянное значение
Ч (/) =
1 + cos До)/
2 (1 -(-cos До)/)
2
2
(3.82)
на всей оси времени, кроме точек До)/ = ±(я, Зя, ...), где т) (/) = оо. Эти выбросы со¬
ответствуют производным скачкообразно изменяющейся фазы при переходах огибаю¬
щей биения через нуль.
Таким образом, в интервалах между указанными моментами частота суммарного
колебания 0)х + Дсо/2 = (о)х -(- ш2)/2.
К этому результату можно прийти непосредственно из выражения (3.72), которое
при /4, = Л2 подстановкой ш2 = ш0 4- До)0, 0), = w„ — Дш0 легко приводится к виду
а(/) = 2Л
cos Ды0 (cos со0 /
2Al2 cos
0)2 + 0)i
/ COS'—-— г.
2
График колебания a (/) при k — 1 представлен на рис. 3 25.
a 	f \
Период функции cos До>0/= cos 2л ——— / равен 2/(/г — ft). причем в точках
перехода через нуль эта функция, как отмечалось выше, меняет свой знак. Если не
учитывать перемену знака, т. е. определять огибающую амплитуд функцией
| cos
(0)2 — (Од)
2
/|, то период биений будет вдвое короче, как показано на рис. 3.25.
Поэтому частота биений равна /2 — /j.
Формулы (3.74)—(3.82) имеют большое прикладное значение, так как в физике
и технике часто приходится иметь дело с биениями двух гармонических колебаний.
3.10. АНАЛИТИЧЕСКИЙ СИГНАЛ
В электротехнике при анализе воздействия гармонического колебания
(напряжение, ток) на линейную цепь его принято представлять в форме
a (t) = До cos К t + 0О) - Л0 Re [е‘	*+9«>] - Re [ А0 е'«* * 1	(3.83)
или
a (t) = Д0 sin (oi91 -f 0O) = Д0 lm [e‘	< + 0")] — lm [A0 e/u)«'].
где An = Дое!'е* — комплексная амплитуда.
98
(3.84)

Часто символ Re или Im опускают и пишут просто
а (t) = Ап е' (",°/+en) = А„ е/т»',
подразумевая действительную или мнимую часть этого выражения.
Такое представление позволяет использовать преимущества методов те¬
ории функций комплексной переменной с последующим возвратом в конце
анализа к тригонометрической форме путем отбрасывания мнимой части.
В современной радиотехнике представление колебаний в комплексной
форме распространено на негармонические колебания.
Если задан физический сигнал в виде действительной функции а (t),
то соответствующий ему комплексный сигнал представляется в форме
z„ (t) = a (1) I /а, (/),	(3.85)
где я, (t) — функция, сопряженная по Гильберту сигналу a (t).
Заметим, что и в выражении (3.84) мнимая часть комплексной функции
является функцией, сопряженной по Гильберту действительной части.
Главная особенность определенного таким образом комплексного сиг¬
нала заключается в том, что его спектральная плотность
Za (со) -- S0 (со) -f iS,h (о)	(3.86)
содержит только положительные частоты. Действительно, согласно (3.68),
(3.69) при (о> О S„, (to) = —fSa (w), а при со <" 0 Sal (to) = i S„ (to).
Следовательно,
Z„«o)-|2S"M "РИ“>0-	(3.87)
10 при o><; 0.
Так, если узкополосному сигналу a (t) соответствует спектральная плот¬
ность S„ (о), модуль которой изображен на рис. 3.26 штриховой линией, то
сигналу га (t) — a (t) + шi (() соответствует спектральная плотность Z„ (со),
модуль которой изображен на том же рисунке сплошной линией.
Интеграл Фурье для сигнала гп (t) принимает следующий вид:
гп (t) —	Г г,, (со) e'fc,< d(o —	 Г 2Sa (со) е'ш dm,	(3.88)
2я ,!	2я J
о	о
где S„ (со) — спектральная плотность исходного (физического) сигнала a (t).
Комплексный сигнал, определяемый выражениями (3.85) и (3.86), на¬
зывается аналитическим сигналом* 1.
1 Смысл термина «аналитический сигнал» заключается в том, что при переходе к
переменной t =■ х iy функция гп (t) =- г„ (дг + iy), определяемая в соответствии с
оо
1 I*
(3.88) интегралом 	 \ 2S„ (со) e“4',,/etej; dco, является аналитической функцией для
2л J
о
каждого у > 0. Для доказательства определим энергию сигнала г„ (х + iy) с помощью
равенства Парсеваля
ОО
Эг =— ( [2S„ (со) е -°,у]2 * d(0 < 2Э„.
2л J
о
Как видим, множитель еобеспечивает сходимость интеграла при любом
у > 0. поскольку со > 0. В случае же действительного сигнала a (t) переход к
а (х + iy) приводит к бесконечному возрастанию множителя е — 2и>и в области
со < 0. Иными словами, аналитичность сигнала обусловлена тем, что в области со < 0
спектральная плотность функции za (t) равна нулю.
4
99

Пусть задан физический сигнал
a (t) — A (t) cos 1<о0< + 9 (01 = А (0 cosij) (0
и требуется определить соответствующий ему аналитический сигнал га (t).
Исходя из общего выражения (3.62) для сопряженной функции ах (t) можно
написать
Л J	X — I
— со
Точное определение ах (t) при сложной функции А (т) cosф (т) явля¬
ется трудной задачей, которую можно обойти, если исходный сигнал а (t),
является достаточно узкополосным процессом. Можно показать, что в этом
случае
ах (t) — А (t) sin ф (t) = А (t) sin [o)0f + 6 (t) + 60l-
Таким образом, аналитический сигнал можно записать в следующем
виде:
za (f) = A (t) е1* <0 = A (t) е' Г“» *+в	= A (t) еш« ',	(3.89)
где
А(0=Л(*)е'[еи>+в.1	(3.90)
представляет собой комплексную огибающую узкополосного сигнала.
Соотношения между А (t), a (t) и ах (t) иллюстрируются векторной
диаграммой на рис. 3.27. Модуль комплексной огибающей, равный A (t)
[поскольку	|е‘[0(О + 0»]| = 1 при любом законе изменения 0 (<)],
содержит информацию только об амплитудной модуляции колебания, а фа¬
зовый множитель е<0 <1> — только об угловой модуляции. В целом же про¬
изведение А (t) е1'9 <*) содержит полную информацию о сигнале a (t) (за ис¬
ключением несущей частоты (о„, которая предполагается известной).
Это свойство комплексной огибающей, позволяющее при анализе уз¬
кополосных сигналов исключить из рассмотрения частоту со0, придает важ¬
ное значение понятию «аналитический сигнал».
Рассмотрим основные свойства аналитического сигнала и комплексной
огибающей.
1.	Произведение аналитического сигнала za (t) на сопряженный ему
сигнал z*a (t) равно квадрату огибающей исходного (физического) сигнала
a(t).
Действительно,
га (0 г*а (t) — |а (t) -f iax (t)\ |а (t) — ш, (/)] = a2 (t) 4- (t) — A2 (t).	(3.91)
Таким образом, модуль анали¬
тического сигнала za (t) равен про¬
сто огибающей сигнала А (/).
2.	Спектральная плотность ко¬
мплексной огибающей A (t) совпадает
со смещенной на о)„ влево спектраль¬
ной плотностью аналитического сиг¬
нала za (t).
Основываясь на общей формуле
(2.48), можно написать
оо
Z„(w)- J za (t) e~“s,tdt.
лов	—00
Zq(o)) ~ZSa(0))
Рис. 3.26. Соотношение между спектра¬
ми физического и аналитического сигна-
100

Рис. 3.27. Соотношение между амплитудой
аналитического сигнала и функциями a(t).
a, (f)
Рис. 3.28. Соотношение между спектрами
комплексной огибающей и аналитического
сигнала
Подставляя в это выражение га (t) = \(t) е‘'0)» *, получаем
оо
Z(©) = j A(f)e~-; ("-“о)	©0), ©>0.	(3.92)
Это соотношение является обобщением формулы (2.58) на случай ком¬
плексной функции времени А(/), умножаемой на е‘ “»1 (вместо cos ©0/
в § 2.7, п. 3). Выражение (3.9), выведенное для вещественной огибающей
А (t) (при чисто амплитудной модуляции), является частным случаем обще¬
го выражения' (3.92).
Введя обозначение © — ©„ — £2. перепишем (3.92) в несколько иной
форме
Za (©о + Q) = S4 (Й) = 2S0 (©о + О)	(3.93)
[см. (3.87)1.
Соотношение между спектрами Sa (Q) и Z0 (©0 + Й) иллюстрирует
рис. 3.28. Особо следует отметить, что спектр Бд (й) комплексной огибающей
А (t) не обязательно симметричен относительно нулевой частоты (см. рис.
3.28). Если спектр Sa (©) физического колебания а (t) несимметричен отно¬
сительно © = ©о, как это может иметь место, например, при амплитудно¬
угловой модуляции (см, § 3.8), то и функция Za (©) ~ 2Sa (©), © > 0, не¬
симметрична: после сдвига Za (©) на величину ©0 влево спектр комплексной
огибающей Sa (й) будет несимметричен относительно частоты Й = 0. В
любом случае функция S.4 (й) отлична от нуля в области частот й С 0.
Следовательно, комплексная функция A(t) не является аналитическим сиг¬
налом. Это объясняется тем, что действительная и мнимая части A(t) не
являются функциями, сопряженными по Гильберту.
3.	Корреляционная функция аналитического сигнала, определяемая об¬
щим выражением
оо
вг(х) = | za(t)z*a(t + x)dt,	(3.94)
является комплексной функцией.
Действительно, выразив Bz (т) через модуль спектральной плотности
сигнала S„ (©) с помощью выражения вида (2.136), получим
101

(3.95)
•х	ос
Bz (т) = *t— С 2а (со) е'шг d(n — 4 Г Sa (©) eI<UT da =
J	2л J
оо	оо
— 4 J Sa (w) cos wTd<o 4-1'4 -i— J Sa ((o) sin cord©,
о	о
Действительная часть этого выражения есть не что иное, как удвоенная
корреляционная функция исходного физического колебания a (t), т. е.
2fia (т), а мнимая часть учитывает взаимную корреляцию колебаний а (/)
и % (О-
Для раскрытия смысла мнимой части выражения (3.95) вернемся к об¬
щему определению корреляционной функции (3.94) и запишем ее в форме
оо
Д (т) - j [a (0 + Wi (01(( i-T)~ tdi (t + r)J dt —
oo	оо	Г oo
*= j* a(0 a(t + x) dt + j (f) ai (* + *) d/+ / j J a1{t)a(tJ\-x)dt—
— OO	—oo	— oo
- j a(t)ai(t + x)dt^Ba(x) + Bai(x) + i[Baia(x)-Baat(x)]. (3.95')
В §2.19 было установлено, что корреляционная функция действитель¬
ного сигнала зависит только от модуля спектральной плотности. Так как
модули спектров функций a (t) и ах (t) одинаковы (см. § 3.9), то первые два
интеграла в (3.95') равны и в сумме дают 2Ва (т). Следовательно, мнимые
части в выражениях (3.95), (3.95') совпадают и можно написать следующее
равенство:
оо
Дна (т) —Д,01 (т) -- 4 j S3 (со) sin undo).
о
Но в соответствии с (2.137) Ваа% (т) = B,lia (—т), так что левую часть мож¬
но записать в форме Baia (т) — Д,,а (—т). Далее, правая часть, содержащая
под интегралом множитель sin сот, является нечетной функцией т, откуда
следует, что и разность Ва>а(х) — Ваа1 (т) является нечетной функцией. Это
возможно только при нечетности функции Baia (т). Таким образом, приходим
к равенству B„ta (т) — Ваа1(т) — 2Д,0 (т) и соответственно к соотношению
Д<10 (т)5=3:2-^7 \ S3(to)sinci)Tdt.
*6
Формулу (3.95') теперь можно представить в виде
Вг (т) = 2В„ (т) + t'2SUia (т).	(3.96)
Итак, Re \Вг (т)1	2Ва (т), откуда вытекает полезное соотношение между
корреляционной функцией Ва (т) исходного действительного сигнала и кор¬
реляционной функцией Вг (т) аналитического сигнала
Sa(T)~yRe[/Ut)|.	(3.97)
4.	Корреляционные функции аналитического сигнала и комплексной
огибающей этого сигнала связаны между собой соотношением
Вг (т) , -е“'<й°т Ва (т).	(3.98)
102

Действительно, подставив в (3.94)
za (t) = А(0 е1' “о1 и 2* (t)=A* (t) х
X е~получим важное соот¬
ношение
оо
Bl(x) = e~uo^ j’ А (() A* (t f-
+ т) dt,	°°	(3.99)
a(t)
a(t)
<р=-90°
a At)
Рис. 3.29. Формирование аналитического
сигнала, соответствующего заданному ве¬
щественному сигналу a(t)
в котором интеграл есть корреляционная функция комплексной огибающей
A(i). Поэтому выражение (3.97) можно записать в форме
В а Ц) •*= — Re [е-‘а»т В Л (т)| —
[e-i(..0T J
— Оt
A (t) A* (t + i)dt
j. (3.97')
В частности, при т = 0 получаем
(3.100)
Из этого выражения видно, что, поскольку Ва (0) = Э, энергия ана¬
литического сигнала равна удвоенной энергии исходного действительного
сигнала.
Следует указать, что применение понятия энергии к комплексной функ¬
ции имеет не только формальный смысл. В гл. 13 будет показано, что в неко¬
торых устройствах обработки сигналов приходится иметь дело с совокуп¬
ностью двух функций времени, сопряженных по Гильберту, т. е. с аналити¬
ческим сигналом как .с физическим процессом.
Формирование аналитического сигнала можно пояснить на простой мо¬
дели, показанной на рис. 3.29. Исходный сигнал a it) = А (t) cos lu>0t +
-j- 0 (/)] подается на выход непосредственно по прямому каналу и через
фазосдвигающее устройство, обеспечивающее сдвиг на —90° для всех спек¬
тральных составляющих узкополосного сигнала a (t). В результате такого
сдвига получается колебание A (t) cos [а0 + 0 (t) — 90°] = А (t) sin [со0^ +
+ 0 (/)! = ах (t), сопряженное по Гильберту функции а (/). Следователь¬
но, совокупность a (t) и ах (/), действующую на выходе, можно трактовать
как аналитический сигнал
га (t) -= A (t) el0<<) е‘и)»(«=• А (t) е№°*.
В последующих главах будут даны примеры применения понятия «ана¬
литический сигнал» как для упрощения анализа прохождения через радио¬
цепи сигналов действительных, так и для описания совокупности двух квад¬
ратурных сигналов.
3.11.	КОРРЕЛЯЦИОННАЯ ФУНКЦИЯ
МОДУЛИРОВАННОГО КОЛЕБАНИЯ
При нахождении корреляционной функции модулированного колебания
a (t) = А (t) cosxj) (t) будем исходить из условия абсолютной интегрируе¬
мости функции а (t) (сигнал с конечной энергией), что позволяет применять
определение (см. § 2.18)
схэ
Ba(x)=z | a{t)a(l i т) dt	(3.101)
103

ak
Рис. 3.30. Импульс с высокочастотным
заполнением (а) и корреляционная
функция (б)
Рис. 3.31. К построению корреляционной
функции ЛЧМ импульса
Вычисление интеграла для сложных сигналов требует громоздких вы¬
кладок. Задача существенно упрощается при переходе от колебания a (t)
к аналитическому сигналу га (t) = A(()е*ш”‘. Основываясь на соотноше¬
ниях, выведенных в предыдущем параграфе, рассмотрим сначала чисто ам¬
плитудную модуляцию, когда a (t) = А (t) cos со0(, в (/) — 0 и, следователь¬
но, А(() = A* (t) = A (().
Тогда формула (3.97') принимает вид
Ва W-4-Re
00
J A(t)A(t + x)dt
=:Ycos<0oT J A(t)A(t + x)di.	(3.102)
— oo
Обозначив, как и в выражении (3.97'), интегральный множитель через
Ва (т), окончательно получим
Ва (т) = В а (т) (Vs cos со0 т).	(3.103)
Второй множитель (V2 cos со0т) есть корреляционная функция гармо¬
нического колебания с частотой со0 и единичной амплитудой.
Итак, корреляционная функция амплитудно-модулированного радио¬
сигнала равна произведению корреляционных функций огибающей и высоко¬
частотного заполнения.
В качестве примера на рис. 3.30, а показан радиоимпульс с прямоуголь¬
ной огибающей, а на рис. 3.30, б — соответствующая этому импульсу кор¬
реляционная функция. Следует отметить, что эта функция не зависит от
начальной фазы заполнения радиоимпульса, а ее огибающая совпадает с
корреляционной функцией прямоугольного видеоимпульса (см. §2.18,
рис. 2.36, г).
Для иллюстрации применения общего выражения (3.99) к амплитудно-
частотной модуляции найдем корреляционную функцию импульса, изобра¬
женного на рис. 3.19, а.
При обозначениях формулы (3.37) и рис. 3.19 аналитический сигнал
запишется в виде
га (0 =■- А0е^‘‘/2 егшо*, Гс/2<(^Г,/2.	(3.104)
104

Применяя формулы (3.94) и (3.97'), получаем
7"с/ 2 Т
5a(x) = _dLRe J e;Cffl»'+P<,/2Je-'[“‘><<+t)+P('+T)‘/2J dt. (3.105)
-Td2
Пределы интегрирования взяты с учетом условия одновременного существо¬
вания функций a (t) и a (t + т) (рис. 3.31).
С помощью несложных преобразований выражение (3.105) приводится
к виду
Ва (т)
Лg sin
cos со0 т
рт
0
при 1 тI
при
• _Is_
: 2 ’
■TJ2.
(3.106)
Используя введенный в §3.7 параметр т [см. (3.38)1 и учитывая, что
РТ'с — 2а)д7’с ~ 2пт, приводим выражение (3.106) к более общему виду
Ва (Т) А1 Тс
Г г /
, т \]
sin
лт Тс [
~ Тс ).
птх
cosco0 т.
(3.106')
Множитель '/2ЛоГс = Ва (0) = Э равен полной энергии рассматривае¬
мого радиоимпульса (как и при импульсе с постоянной частотой заполнения,
см. рис. 3.30, б).
Рис. 3.32. Корреляционная
функция ЛЧМ импульса
105

Таким образом,
Вд (т) _ Ва (т)
Ва (0) Э
sin
fnirn
Тс
птт
cos со0 т.
Тс
(3.107)
График этой функции построен на рис. 3.32 для параметра т = 100
в предположении, что со„7",. очень велико (масштаб выбран произвольно).
Огибающая корреляционной функции образует весьма острый пик (при
т )§> 1), а частота заполнения постоянна и равна центральной частоте <о0
исходного радиоимпульса.
Рассмотренный здесь сигнал с большой базой т и его корреляционная
функция представляют большой практический интерес для современной ра¬
диотехники.
3.12.	ДИСКРЕТИЗАЦИЯ УЗКОПОЛОСНОГО
СИГНАЛА
Пусть задан сигнал
a (t) = A (t) cos ф (t) — A (t) cos [со0/ + 0 (/)],	(3.108)
спектр которого заключен в узкой полосе частот от до ©2 так, что модуль
спектральной плотности Sa (<л) имеет вид, представленный на рис. 3.33, а,
причем в пределах полосы Асо0 спектр не обязательно симметричен относи¬
тельно центральной частоты со0 = (©х + <ог)/2. Под узкополосностью сиг¬
нала подразумевается условие Дш0/ш0 = А/0//0 С К где А/0 = А(о0/2л =
=	— fi — полоса частот, Гц.
Предполагается, что функция А (t) является простейшей огибающей,
т. е. что Л (!) и if (t) отвечают соотношениям (3.60) и (3.61).
Если при дискретизации подобного сигнала исходить из ряда (2.114),
то интервал между выборками должен быть не больше чем 1/2/2, где /2 —
наивысшая частота в спектре сигнала. Нецелесообразность такого подхода
Рис. 3.33. Спектр узкополосного радиосигнала (а) и комплексной огибающей этого
сигнала (б)
106

очевидна, так как информация о сигнале заложена не в частоту /2 (или
/,), а в огибающую А (/) или в фазу 0 (t), которые изменяются во времени
медленно с относительно низкими частотами модуляции. Желательно поэто¬
му так преобразовать выражение (2.114), чтобы интервалы между выборка¬
ми определялись фактической шириной спектра, т. е. величиной А/0, а не
верхней частотой /2.
Для этого перейдем к аналитическому сигналу, соответствующему за¬
данной функции а (t):
za (t) = А (0 е«* = A (t) е‘'е«>	= A (t) еш°‘,	(3.109)
где комплексная огибающая A(t) — A (t) е‘е Ю представляет собой низко¬
частотную функцию, спектр которой (£2) примыкает к нулевой частоте
(рис. 3.33, б). Разложим комплексную функцию A(t) = А (t) еге<0 по ор¬
тогональной системе
А (0 — 2 с„Ф„(0.	(3.110)
где базисная функция q>„ (t) определяется выражением (2.115).
Подставив этот ряд в (3.109), получим
Za(0 =
S с» ф»(0 е£ш,<>
(3.111)
после чего исходное колебание а (t) определим как действительную часть
функции za (t):
a(0-Rej|^ 2 спФ„(0]е‘^|-	(3.112)
Как видим, задача дискретизации высокочастотного колебания све¬
лась к задаче дискретизации комплексной огибающей A (t). При определе¬
нии наибольшего допустимого интервала между выборками в разложении
(3.110) необходимо исходить из наивысшей частоты в спектре функции A(t).
Из определения со0 как средней частоты в полосе Д©0 очевидно, что эта ча¬
стота, отсчитываемая от £2 = 0, равна Дю0/2 или в герцах Д/0/2. Следова¬
тельно, интервал между выборками не должен превышать
At = 1/(2Д/0/2) = 1/Д/о,	(3.113)
а функция срп (t) должна иметь вид
ФЛО
sin (Дыо/2) (t—nAt)
(Дш0/2) (t—nAt)
sinnA/0 (t—nAt)
nAfo (t—nAt)
(3.114)
От аналогичной функции, использованной в §2.15, ф„ (t) отличается
только заменой <лт на Дсо0/2. Следовательно, спектральная плотность
Ф(£2) функции ф0 (t) равна 2л/Дсо0 = 1/ДД, в полосе частот |Q| < Доз0/2
(рис. 3.32), а спектральная плотность функции ф„ (t)
Ф„(й) =
ш е-(п&ш
А<о0/2
при | Q \ <
Atrip
2
0
при |П|>^.
(3.115)
Квадрат нормы функции фп (t) по аналогии с выражением, приведенным
на стр. 60,
11фп|12 = я/0,5Дю0=//Д/:0,	(3.116)
107

(3.117)
Далее по формуле (2.9) с учетом (3.116)
со	оо
^'.тЦг. f а(0ф»(0Л = Д/о f А (0 <р„ (t) dt.
II фп 1Г J	J
— оо	—оо
Используя формулу (2.63), в которой заменяем w на Q1, получаем
Лю,/2
= Afo~t J (Q) ф"(-Q) dQ =
—Дш0/2
Дю0/2
= Л/0 —	f	S4(&) — е<"д,оЛг=А(пА0=/1(пД0е<в‘яА<). (3.118)
2я	J	Д/0
— До)0/2
В выражении (3.118)	— спектр комплексной огибающей A(t), а
А (nAt) — ее 'значение в отсчетной точке t = nAt.
Итак, коэффициенты ряда (3.110) являются выборками функции А(0>
взятыми через интервалы A t = 1/Л/0.
Подставляя (3.118) в (3.111), получаем
га (0 с-'-	2 ^ {nAt) ср„ (t) effm*<+e<nA0)
П— —оо
и по формуле (3.112) определяем
а (0 = 2 А (nAt) <р„ (t) cos [<о01 + 0 (пА*)] =
П= —оо
со
= V A (nAt) sin n	cos [со t + e (nAt)].	(3.119)
nAL It —nAt)
n= —CO	'
При заданной длительности сигнала Та число отсчетных точек TJAt =
= ТГ, А/0, причем в каждой точке должны быть заданы два параметра:
А (пЛ^) и 0 (гаД^).
Следует иметь в виду, что при несимметричном (в полосе Дсо0) спектре
введенная в данном параграфе частота со0 = (©j + ©2)/2 может не совпадать
со «средней частотой» в выражении (3.73). Иными словами, фаза 0 (t) может
содержать слагаемое, линейно-зависящее от времени.
Проиллюстрируем выражение (3.119) на примерах колебания, промоду-
лированного по амплитуде или по частоте.
При AM исходим из колебания a (t) — А (t) cos со0/, в котором А (t) —
вещественная функция со спектром (©), ограниченным наивысшей ча¬
стотой Qm — 2nFm. В этом случае ширина спектра модулированного коле¬
бания a (/) равна Д/ам = 2Fm, причем в пределах этой полосы спектраль¬
ная плотность Sa (со) симметрична относительно ©0. Интервал между выбор¬
ками в соответствии с формулой (3.113) должен быть не больше чем At—
== 1/А/ам = 1/2Fm, т. е. таким же, как и при дискретизации исходного со¬
общения (модулирующего напряжения).
Так как фаза высокочастотного заполнения при чисто амплитудной
модуляции постоянна, то передавать ее нет необходимости. Отсюда вытекает
очевидный результат:	амплитудно-моду лированное колебание вполне опре¬
деляется значениями своих амплитуд, взятыми через интервал 1 /2Fm, где
Fm — верхняя частота в спектре модулирующей функции (т. е. в спектре
передаваемого сообщения).
1 Поскольку здесь рассматривается сректр огибающей.
108

Иными словами, при чисто амплитудной модулящш число степеней сво¬
боды модулированного колебания такое же, как и число степеней свободы
модулирующей функции.
Рассмотрим теперь частотно-модулированное колебание
a (f) = А0 cos [w0f + 0 (f)],
когда мгновенная частота © (t) = ©0 + dQ/dt модулирована тем же сообще¬
нием, что и в предыдущем случае, причем максимальная девиация частоты
/д велика по сравнению с Fm, так что ширину А/чм полосы частот модулиро¬
ванного колебания можно приравнять к 2/д [см. случай «широкополосной»
частотной модуляции, (3.34)]. Интервал между выборками должен быть взят
At < 1/А/чм = 1/2/д. Так как при ЧМ амплитуда колебания неизменна, то
передавать ее нет необходимости. Следовательно, для однозначного пред¬
ставления частотно-модулированного колебания достаточно задавать фазу
0 (nAt) этого колебания в отсчетных точках, отстоящих одна от другой на
время At < 1/2/д. При одной и той же длительности сообщения Тс число
выборок фазы при ЧМ А/ЧМТС = 2/дТс, а число выборок огибающей при
AM А/амТс = 2FmTc. Отсюда видно, что при одинаковом передаваемом
сообщении (при одинаковом количестве информации) частотно-модулирован¬
ный сигнал обладает числом степеней свободы в fR/Fm — пг раз большим, чем
амплитудно-модулированный. Это является результатом расширения спек¬
тра сигнала при ЧМ. На приемной стороне канала связи после частотного де¬
тектирования модулированного колебания выделяется напряжение, кото¬
рое имеет спектр и число степеней свободы такие же, как и исходное сооб¬
щение.
Из приведенного примера следует, что при одной и той же ширине спек¬
тра информационная емкость радиосигнала различна в зависимости от ви¬
да модуляции.
При смешанной модуляции — амплитудной и угловой — в каждой
отсчетной точке нужно брать две выборки: амплитуды и фазы.
Глава 4. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
СЛУЧАЙНЫХ СИГНАЛОВ
4.1.	ОБЩИЕ ОПРЕДЕЛЕНИЯ
Информация, передаваемая по каналу связи или извлекаемая в результате
измерения, заключена в сигнале.
До приема сообщения (до испытания) сигнал следует рассматривать как
случайный процесс, представляющий собой совокупность (ансамбль) функций
времени, подчиняющихся некоторой общей для них статистической законо¬
мерности. Одна из этих функций, ставшая полностью известной после прие¬
ма сообщения, называется реализацией случайного процесса. Эта
реализация является уже не случайной, а детерминированной функцией
времени.
Важной, но не исчерпывающей характеристикой случайного процесса
является присущий ему одномерный закон распределения вероятностей.
На рис. 4.1 изображена совокупность функций хх (t), х2 (t), ..., образую¬
щих случайный процесс X (t). Значения, которые могут принимать отдель¬
ные функции в момент времени t = tlt образуют совокупность случайных ве¬
личин хг (t), х2 (t), ...
109

Вероятность того, что величи¬
на xk (/j) при измерении попадает
в какой-либо заданный интервал
(а, Ь) (рис. 4.1), определяется вы¬
ражением
Ptl (а < х < b) = j р (х; tj) dx.
(4.1)
Функция р (х; ti) представляет
собой дифференциальный закон
распределения случайной величины
х (0); р (х; <,) называется одномер¬
ной плотностью вероятности, а
Ptl — интегральной вероятностью.
Функция р (х; ti) имеет смысл
для случайных х непрерывного
типа, могущих принимать любое значение в некотором интервале. При
любом характере функции р{х\ 0) должно выполняться равенство
Рис. 4.1. Совокупность функций, образую¬
щих случайный процесс
max
\ р(х;(г)йх^ 1,
(4.2)
*min
где xmln и Xmas — границы возможных значений х (0).
Если же х является случайной величиной дискретного типа и может
принимать любое из конечного числа дискретных значений, то (4.2) следует
заменить суммой
2^i = l,	(4.2')
i
где Pi — вероятность, соответствующая величине xt.
Задание одномерной плотности вероятности р (х; /х) позволяет произве¬
сти статистическое усреднение как самой величины х, так и любой функции
f (х). Под статистическим усреднением подразумевается усреднение х по
множеству (по ансамблю) в каком-либо «сечении» процесса, т. е. в фиксиро¬
ванный момент времени.
Для практических приложений наибольшее значение имеют следующие
параметры случайного процесса:
математическое ожидание
00
тх (t) = М [х (/)] = J хр (х; t) dx;
(4.3)
дисперсия
Dx(i)~M{[x(t)~-mx(m;
среднее квадратическое отклонение
(4.4)
ох (0 «V М {[X (О-m, (О!2} » V Dx (0.
(4.5)
Одномерная плотность вероятности недостаточна для
полного описа-
ния процесса, так как она дает вероятностнре представление о случайном
процессе X (t) только в отдельные фиксированные моменты времени. Более
ПО

полной характеристикой является двумерная плотность вероятности1
р (хъ х2; tu /.,), позволяющая учитывать связь значений хх и х2, принимае¬
мых случайной функцией в произвольно выбранные моменты времени tx
и t2.
Исчерпывающей вероятностной характеристикой случайного процесса
является я-мерная плотность вероятности при достаточно больших я. Од¬
нако большое число задач, связанных с описанием случайных сигналов, уда¬
ется решать на основе двумерной плотности вероятности.
Задание двумерной плотности вероятности р (хъ х2; tx, t2) позволяет,
в частности, определить важную характеристику случайного процесса —
ковариационную функцию
Кх (/„ t2) = .M[J (/,) х (/.,)].	(4.6)
Согласно этому определению ковариационная функция случайного
процесса X (t) представляет собой статистически усредненное произведение
значений случайной функции X (t) в моменты tx и t2.
Для каждой реализации случайного процесса произведение х (tx) х (t2)
является некоторым числом. Совокупность реализаций образует множество
случайных чисел, распределение которых характеризуется двумерной плот¬
ностью вероятности р (х,, х2; tlt t2). При заданной функции р (х,, х2; tx, t2)
операция усреднения по множеству осуществляется по формуле
<50 СО
Кх (ti, t2) ~ j j x, x2 p (x„ x2; tv t2) dxx dx2.	(4.7)
—	oo -—oo
При t2 = tx двумерная случайная величина xxx2 вырождается в одно¬
мерную величину х\ — х\. Можно поэтому написать
оо
КХ(К,К) = j' х! р(хх; tx)dxx^M [х2(01.	(4.7')
—	оо
Таким образом, при нулевом интервале между моментами времени tx
и t2 ковариационная функция определяет величину среднего квадрата слу¬
чайного процесса в момент t — tx.
При анализе случайных процессов часто основной интерес представляет
его флуктуационная составляющая. В таких случаях применяется корре¬
ляционная функция
Rx (tx, t2) ~ М {[х (tx) —тх (/х)] [х (t2) —тх (Щ.	(4.8)
Подставляя в (4.7) х (ix) — тх (tx) вместо х (/х) и х (t2) — тх (t2) вме¬
сто х (t2), можно получить следующее выражение:
Rxi^i> К) ~Kx(t\, i2) mx{tx)mx(t2).
\
При tx = t2 = t выражение (4.8) в соответствии'^ (4.4) определяет
дисперсию случайного процесса Dх (/). Следовательно,
KAi, t)—m\ (t) - Rx(t, t) =Dx{t).
i
Исследование случайного процесса, а также воздействия его на радио¬
цепи существенно упрощается при стационарности процесса.
1 Здесь и в дальнейшем одной и той же буквой р обозначаются плотности вероят¬
ности различных случайных функций. В некоторых разделах, если это необходимо для
устранения путаницы, будут применяться индексы, уточняющие параметр, к которому
относится данное распределение. Например, при рассмотрении случайного процесса
х (/) = A (t) cos 0 (/) будут применяться обозначения рх (х), рА (Л) и р0 (0).
111

Случайный процесс называется строго стационарным, если его плотность
вероятности р (хъ х2, .... хп; tlt t2, .... tn) произвольного порядка п зависит
только от интервалов t2—tx, t3—tx, .... tn—tx и не зависит от положения этих
интервалов в области изменения аргумента t.
В радиотехнических приложениях теории случайных процессов условие
стационарности обычно ограничивается требованием независимости от вре¬
мени только одномерной и двумерной плотностей вероятности (случайный
процесс, стационарный в широком смысле). Выполнение этого условия поз¬
воляет считать, что математическое ожидание, средний квадрат и дисперсия
случайного процесса не зависят от времени, а корреляционная функция за¬
висит не от самих моментов времени и t2, а только от интервала между
ними т = t2 — tv
Стационарность процесса в широком смысле можно трактовать как ста¬
ционарность в рамках корреляционной теории (для моментов не выше вто¬
рого порядка).
Таким образом, для случайного процесса, стационарного в широком
смысле, предыдущие выражения можно записывать без обозначения фикси¬
рованных моментов времени. В частности,
<х>
mx = М (х) ■= j хр (х) dx,
(4.9)
Кх (х)- М [x(t)x(t + т)],
(4.10)
Rx(x)-Kx(x)— ml,
(4.11)
Dx~Kx(0)-mJe = Rx(0)=ol
(4.12)
°x = VKx(0)-ml
(4.13)
Дальнейшее упрощение анализа случайных процессов достигается при
использовании условия эргодичности процесса. Стационарный случайный
процесс называется эргодическим, если при определении любых статистиче¬
ских характеристик усреднение по множеству реализаций эквивалентно ус¬
реднению по времени одной теоретически бесконечно длинной реализации.
Условие эргодичности случайного процесса включает в себя и условие
его стационарности. В соответствии с определением эргодического процесса
соотношения (4.10)—(4.13) эквивалентны следующим выражениям, в кото¬
рых операция усреднения по времени обозначена чертой:
Т/2
Л(0 = 11ш f x(t)dt,	(4.14)
Т-*оО I J
— Т/2
Т/2
Kx(x) — \\tn— Г х(t)x(t-\-x)dt,	(4.15)
Т-*оо Т J
-Т/2
^(х)=Кх(х)-(Щ)\	(4.16)
Я* = К*(0)-ЙО)*=°г,	(4.17)
=	0)-Й0)2-	(4-!8)
Если х (t) представляет собой электрический сигнал (ток, напряжение),
то х (t) — постоянная составляющая случайного сигнала, Rx (0) = *а (t) —
средняя мощность флуктуации сигнала [относительно постоянной состав¬
ляющей х (t)].
112

Выражение (4.15) внешне совпадает с определением (2.131) корреляци¬
онной функции детерминированного сигнала (периодического).
Часто применяется нормированная корреляционная функция
гк (т) = Rx (т)/Dx - [Кх (т) - {xfi!Dx.	(4.19)
Функции Кх (т), R.с (т) и гх (т) характеризуют связь (корреляцию)
между значениями х (/), разделенными промежутком т. Чем медленнее, плав¬
нее изменяется во времени х (t), тем больше промежуток т, в пределах ко¬
торого наблюдается статистическая связь между мгновенными значениями
случайной функции.
При экспериментальном исследовании случайных процессов использу¬
ются временнйе корреляционные характеристики процесса (4.15)—(4.19),
поскольку, как правило, экспериментатору доступно наблюдение одной ре¬
ализации сигнала, а не множества его реализаций. Интегрирование выпол¬
няется, естественно, не в бесконечных пределах, а на конечном интервале
Т, длина которого должна быть тем больше, чем выше требование к точности
результатов измерения.
4.2.	ВИДЫ СЛУЧАЙНЫХ ПРОЦЕССОВ. ПРИМЕРЫ
Применение общих определений, приведенных в предыдущем парагра¬
фе, иллюстрируется ниже на нескольких характерных случайных процес¬
сах.
Наряду с обозначением случайного процесса символом X (t) будет при¬
меняться в том же смысле обозначение х (/), под которым подразумевается
случайная функция времени. Как и ранее, xk (t) обозначает k-ю реализацию
случайной функции х (t).
1.	ГАРМОНИЧЕСКОЕ КОЛЕБАНИЕ СО СЛУЧАЙНОЙ
АМПЛИТУДОЙ
Пусть в выражении, определяющем сигнал
х (Jt) — A cos ((o0t + 0о) = A cos ф (/),	(4.20)
частота м0 и начальная фаза 0О являются детерминированными и постоян¬
ными величинами, а амплитуда А — случайная, равновероятная в интерва¬
ле от 0 до Атах величина (рис. 4.2).
Найдем одномерную плотность вероятности р (х\ г',) для фиксированно¬
го момента времени tv Мгновенное значение х (fx) может быть любым в ин¬
тервале от 0 до Amax cos яр (tj), причем будем считатц, что cos ф (^) >• 0.
Следовательно,
Р (*; *i) 1 /A,nax cos ф (/х), 0 < х < Ашах cos ф (А)■
Рис. 4.2. Совокупность гармо¬
нических колебаний со случай¬
ной амплитудой
113

P^max CpSp(tf)
График функции p (x; tx) для
фиксированного значения t1 представ¬
лен на рис. 4.3.
Математическое ожидание
M[x{tx)] =
1
^тях cos Ф (М
X
созф(<,)
Рис. 4.3. Плотность вероятности гармо-	п	\
нического колебания со случайной амп- X	I Хих = —ЛтаХ COS ф (fx).
литудой	J	2
Далее,
M[x2(tx)]
^тах cos Ф Pi)
Наконец, дисперсия
j* x2dx~ ALxCOS2\p(tx).
D, (f,)~ M [*2(Л)1 —\M \x (/,)112 = -J- ^S,.* соз2ф (/,)-
	7" ^max COS2 ф (/,) = -i- Л£ах COS2 ф (tx).
4	12
(4.21)
ский.
Рассматриваемый случайный процесс нестационарный и неэргодиче-
2.	ГАРМОНИЧЕСКОЕ КОЛЕБАНИЕ СО СЛУЧАЙНОЙ ФАЗОЙ
Пусть амплитуда и частота гармонического сигнала заранее достовер¬
но известны, а начальная фаза 0 — случайная величина, которая с одина¬
ковой вероятностью может принимать любое значение в интервале от —л
до л. Это означает, что плотность вероятности начальной фазы
Рис. 4.4. Совокупность гармонических
колебаний со случайными фазами
Рв (0) = 1/2л, —л <0<л. (4.22)
Одну из реализаций случайного
процесса х (/), образуемого совокуп¬
ностью гармонических колебаний со
случайными фазами (рис. 4.4), мож¬
но определить выражением
xk (t) = cos (a>0t + 0fc) =
= совф* (t).	(4.23)
Полная фаза колебания ф (i) —
= (o0t + 0 является случайной вели¬
чиной, равновероятной в интервале
от о)„/ — л до o)nt -f- л. Следователь¬
но,
р$ (ф) = 1 /2л, со0/—л < ф<
<ш0/ + л.	(4.24)
114

Рис. 4.5. К определению плотности веро- Рис. 4.6. Плотность вероятности rap-
ятности гармонического колебания со ионического колебания со случайной
случайной фазой	фазой
Найдем одномерную плотность вероятности рх (х) случайного процес¬
са X ((). Выделим интервал х, х + dx (рис. 4.5) и определим вероятность то¬
го, что при измерении, проведенном в промежутке времени от ^ до tx + dt,
мгновенное значение сигнала окажется в интервале х, х + dx. Эту вероят¬
ность можно записать в виде рх (х) dx, где рх (х) — искомая плотность ве¬
роятности. Очевидно, что вероятность рх (х) dx совпадает с вероятностью
попадания случайной фазы колебаний ф в один из двух заштрихованных на
рис. 4.5 фазовых интервалов. Эта последняя вероятность равна 2р$ (ф) тТф.
Следовательно,
Рх (х) dx 2рф(ф)с*ф
откуда искомая функция'
Рх(х)- —
1
dx
it\l-
(2:2л) Йф,
I < X < 1.
Но
dx
sin гр (	] 1—cos2 ф |/ 1 — .V2.
Таким образом, окончательно
рх(х) \.-л}г\—хг, —1<х^.1.	(4.25)
График этой функции изображен на рис. 4.6.
Существенно, что одномерная плотность вероятности не зависит от вы¬
бора момента времени t, а среднее по множеству (см. (2.271.7) в [28])
I	1
M\x(t)| == ( xpr(x)dx	I —-	dx 0	(4.26)
_i	л _i "V
совпадает со средним по времени
7/2	7/2
x(t) Him— Г x(i)dt=^ lim— Г cos (w01 + 0) dt 0.
7-XX Г J	T ->oo T J
— 7/ 2	— 772
(Это справедливо для любой реализации рассматриваемого случайного про¬
цесса.) 11 Абсолютное значение производной берется на том основании, что плотность ве¬
роятности является неотрицательной величиной.
115

Корреляционную функцию1 в данном случае можно получить усредне¬
нием произведения х (Q х (t2) по множеству без обращения к двумерной
плотности вероятности [см. общее выражение (4.8)1. Подставляя в (4.8)
х (*х) х (t2) = cos (со4- 0) cos (со0/2 + 6) = V2 {cos (D0 (t2 — /,) -f
+ cos |co0 (tl -f- t2) -f- 201}
а также учитывая, что первое слагаемое cos <о„ (t2 — tx) является
детерминированной величиной, а второе слагаемое при статистическом
усреднении с помощью одномерной плотности вероятности рв (0) = 1/2л
[см. (4.22)1 обращается в нуль, получаем
Rx (ti, t2) = М & (Ъ) x {t2)] =-- V2 cos co0x.	(4.27)
Такой же результат получается и при усреднении произведения
хк (0 xk (t + т) по времени для любой реализации процесса.
Независимость среднего значения от tx и корреляционной функции от
положения интервала т — t2 — tx на оси времени позволяет считать рассма¬
триваемый процесс стационарным. Совпадение же результатов усреднения
по множеству и времени (для любой реализации) указывает на эргодичность
процесса. Аналогичным образом нетрудно показать, что гармоническое ко¬
лебание со случайной амплитудой и случайной фазой образует стационар¬
ный, но не эргодический процесс (различные реализации обладают неоди¬
наковой дисперсией).
Нормальный (гауссовский) закон распределения случайных величин
чаще других встречается в природе. Нормальный процесс особенно характе¬
рен для помех канала связи. Он очень удобен для анализа. Поэтому случай¬
ные процессы, распределение которых не слишком сильно отличается от
нормального, часто заменяют гауссовским процессом. Одномерная плот¬
ность вероятности нормального процесса определяется выражением
В данном параграфе рассматривается стационарный и эргодический га¬
уссовский процесс. Поэтому под тх и о\ можно подразумевать соответствен¬
но постоянную составляющую и среднюю мощность флуктуационной состав¬
ляющей одной (достаточно длительной) реализации случайного процесса.
Графики плотности вероятности при нормальном законе для некоторых
значений ах изображены на рис. 4.7. Функция р (х) симметрична относитель¬
но среднего значения. Чем больше ах, тем меньше максимум, а кривая ста¬
новится более пологой [площадь под кривой р (х) равна единице при любых
значениях ох\.
Широкое распространение нормального закона распределения в приро¬
де объясняется тем, что при суммировании достаточно большого числа не¬
зависимых или слабо зависимых случайных величин распределение суммы
близко к нормальному при любом распределении отдельных слагаемых.
Это положение, сформулированное в 1901 г. А. М. Ляпуновым, получило
н азвание центральной предельной теоремы.
Наглядными физическими примерами случайного процесса с нормаль¬
ным законом распределения являются шумы, обусловленные тепловым дви-
1 Ковариационная функция рассматриваемого процесса совпадает с корреляци¬
онной функцией, так как М [х (/)] = 0.
3.	ГАУССОВСКИЙ СЛУЧАЙНЫЙ ПРОЦЕСС
Р(х) --——— ехр
у2п ол
(4.28)
116

X
Рис. 4.7. Одномерная плотность ве¬
роятности нормального распределе¬
ния
Рис. 4.8. Случайные функции с оди¬
наковым распределением (нормаль¬
ным), но с различными частотными
спектрами
жением свободных электронов в проводниках электрической цепи или дро¬
бовым эффектом в электронных приборах (см. § 7.3). Не только шумы и по¬
мехи, но и полезные сигналы, являющиеся суммой большого числа независи¬
мых случайных элементарных сигналов, например гармонических колеба¬
ний со случайной фазой или амплитудой, часто можно трактовать как гаус¬
совские случайные процессы.
На основе функции р (х) можно найти относительное время пребыва¬
ния сигнала х (t) в определенном интервале уровней, отношение максималь
ных значений к среднеквадратическому (пикфактор) и ряд других важных
для практики параметров случайного сигнала. Поясним это на примере од¬
ной из реализаций гауссовского процесса, изображенной на рис. 4.8, а для
тх = 0. Эта функция времени соответствует шумовой помехе, энергети¬
ческий спектр которой простирается от нулевой частоты до некоторой гра¬
ничной частоты. Вероятность пребывания значения х (t) в интервале от а
до b определяется выражением (4.1). Подставляя в это выражение (4.28),
при тх =■- 0 получаем
Р (а <х<Ь)
Уг
l—\e-xt,ia*dx^--^- Гe~xl/2a*dx
я ол. J	У2л Од. .)
а
ь/°х
1 f -x*/2o*rf
1 Г е
У 2л Од J
У 2л. J
0
-Ф (JU_«,(_!LX
\ О д 1 V О д. 1
Функция
и
Ф (и) = 1 fe-*4*dy
У2л {
называется интегралом
в е р о я
а/О
— Г е-^2/2 dy	L_ Г e-»42dy
2л J	Уй J
(4.29)
(4.30)
справочниках приводятся таблицы этой функции.
117

Таблица 4.1
Интервал значений
Вероятность пребывания
в интервале
Вероятность пребывания
вне интервала
(—<**.
2-0,3413 - 0,6826
-—-0,317
(—2ах, 2ах)
2-0,4772 — 0,9544
~0,046
(—Зах, Зог)
2-0,49865 = 0,9973
~0,003
Подставив в (4.29) Ыах — I, 2, 3 и соответственно aiax — —1, —2,
и —3, нетрудно найти вероятности пребывания х (t) в полосах шириной 2ох,
4ах и 6сгх, симметричных относительно оси t. _
В рассматриваемом частном случае (|а| = Ь) формулу (4.29) можно уп¬
ростить на основании симметрии функции относительно оси ординат (рис. 4.7).
Таким образом,
\ Ь/°х
Р(~Ь<х<Ь) = 2—^ Г е-УЧ2 dy = 2ф(—).
Л/2л J	\ °зг /
v О
Результаты вычислений сведены в табл. 4.1. В последней графе приве¬
дены величины, равные 1 — 2Ф (Ыох), Из этой таблицы следует, что ширину
шумовой дорожки (рис. 4.8, а) нормального шума можно приравнять
(4 ... 5) с*. Если принимать во внимание пики функции л: (/), вероятность
которых не менее 1 %, то пикфактор шума (отношение пика к ох) можно оце¬
нить значением ~3. Напомним, что для гармонического колебания пикфак¬
тор равен Y2.
Отношение времени пребывания х (t) в заданном интервале к общему
времени наблюдения (достаточно большому для эффективного усреднения)
можно трактовать как вероятность попадания х {t) в указанный интервал.
На такой трактовке основан принцип построения различных приборов, ис¬
пользуемых для экспериментального нахождения одномерной плотности ве¬
роятности случайного процесса.
Можно отметить, что приведенные выше данные о распределении ве¬
роятностей не дают никаких представлений о поведении функции х (t) во
времени. На рис. 4.8, б показана реализация гауссовского процесса со спек¬
тром, сосредоточенным в узкой полосе частот с центральной частотой о>0.
По своей плотности вероятности р (х) и, следовательно, по значениям тх
и criV этот процесс не отличается от низкочастотного, показанного на
рис. 4.8, а.
Для описания временных характеристик функции х (t) необходимо при¬
влечь двумерную плотность вероятности, позволяющую найти ковариацион¬
ную функцию [см. (4.7)1. Другой способ нахождение спектра мощности
случайного процесса. Он рассматривается в следующем параграфе.
4.3.	СПЕКТРАЛЬНАЯ ПЛОТНОСТЬ МОЩНОСТИ
СЛУЧАЙНОГО ПРОЦЕССА
Подразумевая под случайным процессом множество (ансамбль) функций
времени, необходимо иметь в виду, что функциям, имеющим различную фор¬
му, соответствуют различные спектральные характеристики. Усреднение
комплексной спектральной плотности, введенной в §2.6 или 2.1, по всем
функциям приводит к нулевому спектру процесса (при М [х (/)] = 0) из-за
118

случайности и независимости фаз спектральных составляющих в различных
реализациях. Можно, однако, ввести понятие спектральной плотности сред¬
него квадрата случайной функции, поскольку значение среднего квадрата
не зависит от соотношения фаз суммируемых гармоник. Если под случай¬
ной функцией х (t) подразумевается электрическое напряжение или ток, то
средний квадрат этой функции можно рассматривать как среднюю мощ¬
ность, выделяемую в сопротивлении 1 Ом. Эта мощность распределена по
частотам в некоторой полосе, зависящей от механизма образования случай¬
ного процесса. Спектральная плотность средней мощности представляет со¬
бой среднюю мощность, приходящуюся на 1 Гц при заданной частоте со.
Размерность функции W (со), являющейся отношением мощности к полосе
ч астот, есть	\
Мощность
Полоса частот
| = [МощностьX время] (Энергия].
Спектральную плотность случайного процесса можно найти, если из¬
вестен механизм образования случайного процесса. Применительно к шу¬
мам, связанным с атомистической структурой материи и электричества,
эта задача будет рассмотрена в § 7.3. Здесь же мы ограничимся несколькими
определениями общего характера.
Выделив из ансамбля какую-либо реализацию xh (t) и ограничив ее дли¬
тельность конечным интервалом Т, можно применить к ней обычное преоб¬
разование Фурье и найти спектральную плотность \hT (со). Тогда энергию
рассматриваемого отрезка реализации можно вычислить с помощью форму¬
лы (2.66):
7кТ -
Т/2
j Хкт (t) dt
-7/2
2я
ОО
J |Х„ (co)N<o.
(4.31)
Разделив эту энергию на Т, получим среднюю мощность k-н реализации
на отрезке Т
—	 1	I \kT (ш) |2
xtr(t)-~ J ‘ Тт 1 da.	(4.32)
—- со
При увеличении Т энергия ЭкГ возрастает, однако отношение ЭкТ /Т
стремится к некоторому пределу. Совершив предельный переход Т -*■ оо,
получим
4 (О —
2л
со
I
Inn
7‘-*оо
du)
1
2л
ОО
j IF,»
do>,
где
I X'ILT. (со) P
iVh(co)---iiin-!—-—L
7 -►ос	T
(4.33)
представляет собой спектральную плотность средней мощности рассматри¬
ваемой k-н реализации.
В общем случае величина Wk (со) должна быть усреднена по множеству
реализаций. Ограничиваясь в данном случае рассмотрением стационарного
и эргодического процесса, можно считать, что найденная усреднением по
одной реализации функция Wh (со) характеризует весь процесс в целом. Опу¬
119

ская индекс k, получаем окончательное выражение для средней мощности
случайного процесса
do).
где
1 Хг (СО)
.	(4.34)
Т-+ОС	*
Если рассматривается случайный процесс с ненулевым средним значе¬
нием х (i), то спектральную плотность следует представить в форме
Wх (со) = (х (/))2- 2лб (со) + W^ (со),	(4.35)
где W~ (со) — сплошная часть спектра, соответствующая флуктуационной
составляющей х, а б (со) — дельта-функция.
При интегрировании по / = со/2я первое слагаемое в правой части дает
[х (t))2, т. е. мощность постоянной составляющей, а второе — мощность
флуктуационной составляющей, т. е. дисперсию
оо
П\ = — Г U^(co)dco=cx*.		 (4.36)
2 я J
— СО
Для процесса с нулевым средним
оо	оо
j	f Wx(2nf) df,	(4.37)
Из определения спектральной плотности (4.33) очевидно, что W х (со)
является четной и неотрицательной функцией со.
4.4.	СООТНОШЕНИЕ МЕЖДУ СПЕКТРАЛЬНОЙ
ПЛОТНОСТЬЮ И КОВАРИАЦИОННОЙ ФУНКЦИЕЙ
СЛУЧАЙНОГО ПРОЦЕССА
С одной стороны, скорость изменения х (t) во времени определяет шири¬
ну спектра. С другой стороны, скорость изменения х (t) определяет ход ко¬
вариационной функции. Очевидно, что между Wх (со) и Кх (т) имеется тес¬
ная связь.
Теорема Винера — Хинчина утверждает, что Кх (т) и Wx (со) связаны
между собой преобразованиями Фурье:
оо
Wx(a))~ | /С*(т)е-*",пй(т,	(4.38)
оо
Кх(т) = ~Ь j
— оо
(4.39)
120

Рис. 4.9. Широкополосный и
узкополосный спектры случай¬
ного процесса (примеры 1, 2,
3); границы центральной поло¬
сы dzF\
\
Для случайных процессов с нулевым средним аналогичные выражения
имеют вид
tt^H= j Rx(x)e~^dx,	(4.38')
— оо
оо
Rx(r) = -~ J Wx (со)	(4.39')
— оо
Из этих выражений вытекает свойство, аналогичное свойствам преобра¬
зований Фурье, установленным в гл. 2 для детерминированных сигналов:
чем шире спектр случайного процесса, тем меньше интервал корреляции, и
соответственно чем больше интервал корреляции, тем уже спектр процесса.
Большой интерес представляет белый шум, когда спектр равномерен
на всех частотах —со<со<оо.
Если в выражение (4.39) подставить Wх (со) = W0 — const, то получим
[см. (2.93)]
Rx(x) = W0 — \ е1ИТ dm — И708(т),
(4.40)
где б (т) — дельта-функция.
Для белого шума с бесконечным и равномерным спектром корреляцион¬
ная функция равна нулю для всех значений т, кроме т = 0, при котором
Rx (0) обращается в бесконечность. Подобный шум, имеющий игольчатую
структуру с бесконечно тонкими случайными выбросами, иногда называют
дельта-коррелированным процессом. Дисперсия белого шума бесконечно
велика.
Поясним применение приведенных выше соотношений на примерах.
1.	Пусть заданы следующие параметры напряжения шума (гауссовский
стационарный процесс с нулевым средним): среднеквадратическое значение
иск = 2 В и энергетический спектр W\ (2л/), равномерный в полосе частот
от —/, до/i (сплошная линия на рис. 4.9), при Д = 10 МГц.
Шум с подобным спектром обычно называют широкополосным. В дан¬
ном случае
Wi (2л/) = н?К/2Д = (2)2/2-107 = 2-10-7 В*/Гц.
Корреляционная функция рассматриваемого процесса [см. (4.39)1
|	0)1	j	®1
Rt(т) =-^" J И?! (ю) еш dm — j (to) cos шт dm =
1	2 sin <o, т
r^2-,0-72/i
—® 1
sincoxT
со, т
~0\
Sin CO! T
cox T
(4.41)
121

Дисперсия шума
D2 = «ск Ri(0) — 4В2.
Нормированная корреляционная функция (рис. 4.10, а)
(т) =/?! (t)/oi -- sinco1T/co1T.	(4.42)
2.	Вырежем из спектра исходного шума полосу от f — —до / = Flt
обозначенную на рис. 4.9 штриховкой, и найдем R2 (т)> гг (т) и ^г- соот¬
ветствующие этому ограниченному по полосе шуму.
При Fx — 2 МГц
D2 = 2FX Wx (©) = 2-2-10°.2-10-7 = 0,8Б2,
_	„	sin£2,T	sin £2, т
R, (т) = 2 • 10-7 ■ 2Fj ~ -- =0,8	—
li1 X
r2 (t) = R2 (t)/o2 = (sin T)/Qi т.
Q, т
Сужение спектра привело к растяжению графика г2 (т) по оси т (рис.
4.10,	а). Интервал корреляции увеличился в Д/Г, — 5 раз.
3.	Найдем аналогичные характеристики для шума, спектр которого
обозначен на рис. 4.9 двойной штриховкой. От предыдущего этот случай от¬
личается положением спектральной полосы на оси частот. Шум с подобным
спектром называют узкополосным (при £Д/со0 « !)•
Дисперсия этого шума D3, очевидно, не отличается от Z?2.
Корреляционная функция
Rs (т)
1
2л
Oo-b^i / 2
— (<о0—Й1/2)
(Djj-J-Qi / 2
j	(со) ei<ax da + ~ j W1 (a) eieT dco =
— (Oo+Qi / 2)
(Do—Qi / 2
= — J W2 (со) cos сот da
— 2•10— 7
1
n
1
JIT
sin (сорт- Qi/2) т sin (m0 —Q,/2) t]
n . Q, T	л i л ? л г	£^,t/2
• 2 sin —i— cos co0t = 2• 10—7 • 2/^i	-cosco0t.
Q,t/2
(4.43)
r
Рис. 4.10. Нормированная кор¬
реляционная функция случай¬
ного процесса со спектром, рав¬
номерным в полосе:
а) | СО | ^ (О, и i to 1 -< Я,; б) (Он—
—Я,/2 ^ |и| ^ Ш»-ЬЯ,/2
122

Нормированная корреляционная функ¬
ция (рис 4.10, б)
sin (Qj т/2)
-Ztt/ы,
(4.44)
0,т/2
Огибающая функции г3 (т) (штрихо- о
вая линия) по форме подобна огибаю¬
щей функции гг (т), однако эта функция
имеет вдвое большую протяженность.
Высокочастотное заполнение функции
г3 (т) имеет частоту ш0, равную централь¬
ной частоте спектра шума (см. рис. 4.9).
График нормированной корреля¬
ционной функции, показанный на
рис. 4.10, б, позволяет составить пред¬
ставление о характере шумового ко¬
лебания с узкополосным спектром. Осцилляции корреляционной функции
с частотой со0 указывают на то, что и мгновенное значение шумового коле¬
бания изменяется в среднем с частотой ш0. Напомним, что корреляционная
функция гармонического колебания является также гармонической функ¬
цией той же частоты (см. § 2.18). Изменение же огибающей корреляционной
Рис. 4.11. Примерный вид реализации
случайного процесса, корреляционная
функция которого показана на
рис. 4.10,6 (масштабы по осям / и т
разные)
функции по закону
sinQyt/2
QiT/2
указывает на то, что огибающая шумового
колебания, являющаяся случайной величиной, изменяется во времени отно¬
сительно медленно, подобно функции времени, спектр которой ограничен
наивысшей частотой Qx. Примерный вид шумового колебания, соответствую¬
щего корреляционной функции (4.44), представлен на рис. 4.11 (в изменен¬
ном масштабе времени).
Итак, шумовое колебание с узкополосным спектром следует представ¬
лять высокочастотным колебанием с медленно (по сравнению с частотой (о0)
изменяющимися амплитудой и фазой:
х (t) = U (/) cos [со0^ + 9 (/)],
(4.45)
где со0 — центральная частота спектра шума.
Следует подчеркнуть, что все параметры этого колебания: амплитуда,
фаза и частота — являются случайными функциями времени. Статистиче¬
ские характеристики этих параметров рассматриваются в § 4.6.
4.5.	ВЗАИМНАЯ КОРРЕЛЯЦИОННАЯ ФУНКЦИЯ
И ВЗАИМНАЯ СПЕКТРАЛЬНАЯ ПЛОТНОСТЬ
ДВУХ СЛУЧАЙНЫХ ПРОЦЕССОВ
В данном параграфе рассматриваются стационарные процессы с нуле¬
вым средним, поэтому связь между процессами х (() и у (t) оценивается с по¬
мощью взаимной корреляционной функции, определяемой выражениями1
^j,(t)=M[x:(0j/^+t)], Rvx(x)=M\y{t)x{t-\-x)\.	(4.46)
1 Подразумевается, что не только сами процессы х (t) и у (/), но и связи между
ними стационарны.
123

Кроме того, имеются в виду эргодическне процессы, поэтому вместо
(4.46) можно применять временное усреднение:
Rxy (т) " х (0 У if ~Кт) ~ lim
1
т
f X(t)y(t + x)dt,
(4.47)
Т-+СВ
—Т /2
1
Г/2
Ryx(T)=y(Qx(t + T)=:lim
т
I yit)x(t + r)dt.
(4.48)
—f /2
Как и для детерминированных колебаний, взаимная корреляционная
функция не изменяется, если сдвиг на т одной из функций х (t) или у (t)
заменить сдвигом в обратном направлении другой функции. Поэтому можно
написать следующие равенства:
RXy (т) =x(t)y(t + т) = х (t—т) у (0,	(4.49)
Ryx (т) =y(t)x if—т) = У (t —т) х (#).	(4.50)
Из последних выражений вытекают следующие соотношения между
Rxy (т) и Ryx (т), аналогичные выражениям (2.135) и (2.135'):
Rxy (т) = Ryx(—т), RyX(x)=Rxy{—т).	(4.51)
Соотношения (4.49)—(4.51) не следует смешивать с условиями четности
функций. Каждая из функций Rxy (т) и Ryx (т) не обязательно четна отно¬
сительно т (см. §2.18).
В итоге корреляция между значениями функций х (t) и у (t) в два раз¬
личных момента времени, разделенных интервалом т, задается корреляцион¬
ной матрицей
Я(т)
'Rxx{r) Rxy (Т) I
. Ryx (т) Ryy (т) J
(4.52)
где Rxx (т) и R у у (т) — корреляционные функции соответственно процес¬
сов х (t) и у Ц).
Пусть, например, рассматривается сумма двух эргодических процессов
х (t) и у (t) с нулевыми средними (х = у = 0) и требуется определить корре¬
ляционную функцию случайного процесса s (t) = х (t) + У (t) (при условии,
что взаимные корреляционные функции стационарны).	.
Используя формулу (4.16) и учитывая равенства (4.47), (4.48), получаем
Re ix) — s it) s (t + т) = | х (t) + у (0] lx {t +1) + у (t -f t)J =■
= x (0 x {t + t) +xit)yit+x) + у it)x it + t) -f у it) yit + t) =
= Rxx W + Rxy <t) + Ryx (t) + Ryy (t).	(4.53)
При т =0 ЯЖ*(О)=0* и RBB(0)=o5, a Яад(0) =#Vx(0).
Следовательно,
Ds = Rs (0) =DX+DU 4-	(0) + Ryx (0) = Dx + D„ + 2RxU (0).	(4.53')
Если процессы x (t) и у ft) статистически независимы, то дисперсия (сред¬
няя мощность) суммы будет Da = Dх + Dу.
В противном случае в зависимости от знака Rxy (0) мощность процес¬
са s it) может быть больше или меньше суммы дисперсий Dх и Dv.
Для разности s (t) = х Ц) — у (t) получается выражение, аналогичное
(4.53). Необходимо лишь знак плюс перед членом 2Rxy заменить, минусом.
124

При независимости процессов х (t) и у (t) дисперсия процесса s (0, как и при
суммировании, будет
DS = DX + Dy.	(4.54)
Применим теперь к Rs (т) соотношение Винера—Хинчина (4.38):
оо
ws (со) = $ Я, (т) е~'"т dx = Wx (со) + Wy (со) -f Wxy (со) + W,JX (со). (4.55)
— оо
В этом выражении
со	оо
Wxy (ш) = J Rxy (т) е~'ит dx, Wyx (со) = $•	(г) е-<#* dx	(4.56)
	Ж	— 00
имеют смысл взаимных спектральных плотностей случайных процессов х (/)
и у (0.
В отличие от спектральных плотностей Wх (со) или Wy (со), которые
являются действительными функциями со и не могут принимать отрицатель¬
ные значения, взаимные спектральные плотности Wxy (со) и Wyx (со) мо¬
гут быть комплексными функциями. Это связано с тем, что функции Rxy (т)
и RyX (г) не обязательно четные относительно т. Подстановка в (4.56) соот¬
ношения (4.51) приводит к равенству
Wxy(<o)^W*yX(<»),	(4.57)
откуда следует, что
Wxy И + Wvx (СО) = 2Re\Wxy (со)] = 2Re [Wyx (со)].	(4.58)
Таким образом, выражение (4.55) можно записать в форме
W, И = wx (со) + Wv (со) + 2Re [Wxy /со)].	(4.59)
Эю выражение поясняет физический смысл взаимной спектральной плот¬
ности WХу (со). Если случайные процессы х (/) и у (t) статистически независи¬
мы, то W Ху (со) = 0 и спектр суммы s (t) = х (t) + у (t) равен сумме спек¬
тров Wх (со) и Wу (со) и, следовательно, мощность процесса s (t) равна сум¬
ме мощностей процессов х (t) и у (t).
Если действительная часть взаимной спектральной плотности положи¬
тельна, то Ws (со) > Wх (со) + Wy (со) и, следовательно, корреляция меж¬
ду процессами приводит к возрастанию средней мощности суммарного про¬
цесса (of > q\ + al). Очевидно, что при отрицательной действительной
части Wху (со) средняя мощность суммарного процесса меньше, чемП* + Dy.
Если Ds — Dх + Dy, то процессы х (t) и у (t) являются независимыми,
аддитивными (см. §2.18).
В практике часто встречается случай суммирования процесса х (t)
с процессом Кх (t— Т), т. е. с тем же процессом, задержанным на время Т
и усиленным в К раз (рис. 4.12).
Составим матрицу (4.52) для процессов х (t) и у = Кх (t— Т). В обо¬
значениях (4.52) получаем
кхх (т)=кх (И;
Rxy (т) =x(t) у (t +т) Кх (t)x(t-T + т) ~KRX (т — Т),
Ryx( т) = y(t)x(t-R т) :-~=Kx{t — T)x{t + т) =KRX (х + Т),
Ryy (т) = Rv (т) = y(t)y(t + x) = K*x(t-T)x(t~T + х) = K*RX (х\.
125

Рис. 4.12. К определению корреляционной
функции суммы двух случайных процессов
с одинаковыми энергетическими спектрами
Таким образом, корреляционная матрица
= Кх (t— Т) принимает вид
Ж т)*=
RX (Т)
KRX (Т + Т)
KRx(t-T)
K2RX (т)
процессов х (t) и у (t) =
Найдем теперь корреляционную функцию процесса s (t) = х (t) + У (t)
на выходе сумматора (рис. 4.12). Подставив в (4.53) элементы матрицы R (т),
получим
Rш (г) = Rx (Т) + KRX (т-Г) 4 KRX (Т + Т) + K*RX (Т).
Приравнивая т = О, находим дисперсию процесса
Ds «= Dx -f KRX (-T) +1<RX (T) + K2DX «(1 + К2) Dx + 2KRX (T) »
^Dx[l+K2 + 2Krx(T)],
гдe rx (T) — Rx (T)/Dx — нормированная корреляционная функция про¬
цесса x (t) (напомним, что в данном примере М [х (/)] = 0).
При замене сумматора вычитающим устройством знак плюс перед сла¬
гаемым 2Кгх (Г) должен быть заменен минусом.
Если задержка Т значительно больше интервала корреляции процес¬
са х (0, что rx (Т) -*■ 0 и Ds = Dx (1 + К2).
			4.6. УЗКОПОЛОСНЫЙ СЛУЧАЙНЫЙ ПРОЦЕСС
Краткое описание свойств гауссовского шума, сформированного из бе¬
лого шума вырезанием относительно узкой полосы частот, было дано в § 4.4.
Там отмечалось, что каждая из реализаций подобного случайного процесса
имеет вид почти гармонического колебания
х (t)~ А (t) cos [ш0/ + 0 (01 = А (() соэф (0,	(4.60)
все параметры, которого — огибающая А (0,- фаза 0 (t) и частота со (0 —
являются случайными медленно меняющимися функциями времени.
При представлении шума в форме (4.60) предполагается, что огибающая
А (0 отвечает соотношению
A(f) = V х2 (t)+y2(i) ,	(4.61)
где у (0 — функция, сопряженная по Гильберту исходной функции х (t),
а со0 выбрана трким образом, что фаза 0 (t) не содержит слагаемого, линейно-
зависящего от t.
В этом смысле нет различия между случайным и детерминированным
процессами (см. § 3.9). Дополнительно этот вопрос рассматривается в § 4.7.
Дальнейшее рассмотрение основано на допущении, что спектральная
плотность шума х (t) сконцентрирована в узкой по сравнению с величиной
со0 полосе, причем функция Wх (to) в указанной полосе симметрична относи¬
тельно точки <о0 (рис. 4.13, а).
Рассмотрим стационарный эргодический процесс с нормальным законом
распределения вероятностей. Здесь необходимо подчеркнуть, что указанное
распределение характеризует физическое колебание х (t), т. е. мгновенное
значение колебания (в любой момент времени t). Параметры же колебания:
126

А (t), 0 (t) и © (t) = dty/dt — обладают законами распределения, существен¬
но отличающимися от нормального1. Для полного описания свойств узко¬
полосного процесса требуется знание законов распределения, а также кор¬
реляционных функций всех параметров колебания.
1.	ОГИБАЮЩАЯ
Представим высокочастотное колебание х (t), определяемое выражением
(4.60), в виде двух квадратурных колебаний:
х (t) — А (t) cos 0 (t) cos co0i — A (t) sin 0 (£) sin (a0t = Ac (i) cos co0£ —
— As (t) sin ©„г.	(4.60')
Здесь, как и в § 3.5,
Лс (t) = A (/) cos 0, As (t) = A (t) sin 0	(4.62)
представляют собой амплитуды соответственно косинусной и синусной со¬
ставляющих колебания х (t), причем
A (t) = VAl (t) + AI (t) , e(f)«arctgy4.Mc-	(4.63)
Для отыскания плотностей вероятности рл {А) и рв (0) требуется зна¬
ние соответствующих плотностей р (Лс) и p(As), а также совместной плот¬
ности вероятности р (А с, Л„).
Плотности р (Ас) и р (Л„) можно определить, сопоставив случайную
функцию Ас (t) [или Л8 (^)] с функцией х (t):
х (t) = А (t) cos [cV + 0 (01. Л с (0 = Л (0 cos 0 (t).
Отличие Лс (0 от х (t) заключается в исключении слагаемого (o0i из
аргумента косинуса. Как и для детерминированного колебания, это означа¬
ет сдвиг спектра каждой из реализаций случайного процесса на величину
со0 (в направлении к нулевой частоте при сохранении структуры спектра).
При этом сохраняется и закон распределения случайной функции х (/).
Поэтому, если процесс х (t) гауссовский, то и процесс Лс (() гауссовский
(оба процесса с нулевым средним).
Спектр Wac (£2) (рис. 4.13, б) случайной функции Лс (() можно полу¬
чить из спектра функции х (t) сдвигом на <о0 левого лепестка и на —<о0 пра¬
вого лепестка спектра Wx (со) (рис. 4.13).
В результате получается спектр
1^с(П)--=2Г*(со0 + Й),	(4.64)
%
О
Рис. 4.13. Спектры:
а) узкополосного процесса с цен¬
тральной частотой со0; б) косинус¬
ной составляющей комплексной
огибающей
WA (Q)-2WX(6>0+Q)
S)
9
127
1 Это вытекает из нелинейной зависимости параметров А, 0 и со от х и у.

группирующийся вблизи нулевой частоты. Коэффициент 2 учитывает1
сложение мощностей, приходящихся на оба лепестка Wx (со).
Аналогичные рассуждения используем для случайного процесса As (t)
и его спектра
WA, (Q) = 2Wx(u0 + Q).
Из этого выражения и рис. 4.13 вытекает, что площадь под кривой
Wx (со) (в двух лепестках) совпадает с площадью под кривой WA (Q) [или
WAg (П)]. Следовательно, дисперсии случайных функций Ас (t), As (t)
и x(i) одинаковы: а2Ас = 0^ = о2 *.
При учете первого выражения (4.63), из которого вытекает равенство
А2 (t) = А2 (0 4- А2 (t), приходим к следующему выражению для средне¬
го квадрата огибающей (из-за некоррелированности квадратур):
<А2>=ЖЩ~= DAc+DAa=2Dx--=2al	(4.65)
Итак, одномерные плотности вероятности случайных функций Ас (t)
и As (t) можно определить выражениями
Р(А с)
p(As)
	exp
утг ах
—2^3— ехр
V 2л ах
(4.66)
Кроме того, взаимная корреляция между функциями Ас (t) и As (t)
равна нулю при т = 0. Действительно, возводя выражение (4.60') в квадрат
и усредняя по множеству, получаем
М Iх2 (()] — М [Ас(() cosw#( —As(() sin<a0(]2 = М [А\ (/)] cos2co0H~
+ М [А| (()] sin2&y—2МIAc(t) As(^)] sinco0/cosco0^.
Но левая часть этого выражения равна Rx (0) = Dx, кроме того,
М 1А1 (01 - М 1А\ (01 =Dx = Ra& (0), а М [Ае (#) As (()] = RAca& (0)
является взаимной корреляционной функцией случайных процессов Ас (t)
и As (() при т = 0. Следовательно, предыдущее равенство приводится к виду
Rx (0) = Rac (0) —Racas (0) sin 2co01 — a2— Rac Ag (0) sin 2co0 t, (4.67)
из которого вытекает, что RAcas Ф) ~ 0 [поскольку процессы х (t) и Ас (()
стационарны, равенство (4.67) должно выполняться в любой момент време¬
ни].
Итак, Ас (0 и As (f), отсчитываемые в один и тот же момент времени, —
статистически независимые величины2. Поэтому совместную плотность ве¬
роятности р (Ас, As) можно определить выражением
Р (Ае, As) = р (Лс) р (AJ = —Ц- ехр ( —Ас- Л-5
2яа1 V 2q!
1	(	А2 \
~ 2па| еХР(	2oi У'
(4.68)
1	В случае детерминированного AM колебания (рис. 3.9) при переходе от спектра
Sa (со) к спектру SA (со) удваивается спектральная плотность напряжения (или тока),
что приводит к учетвереиию спектральной плотности энергии, пропорциональной
5^ (со). В данном случае мощность случайного процесса всего лишь удваивается из-за
некогерентного суммирования спектров от обоих лепестков Wx (со).
2	Это положение вытекает также из соотношения (4.65), показывающего, что
средний квадрат огибающей А (t), т. е. DA , является аддитивной суммой средних квад¬
ратов функций Ac(t) и A9(i).
128

Adff
dAs
0
Рис. 4.14. К определению двумерной
плотности вероятности квадратурных со¬
ставляющих комплексной огибающей
Рис. 4.15. К определению двумерной
плотности вероятностей модуля и аргу¬
мента комплексной огибающей
узкополосного процесса
Вероятность того, что конец вектора А (t) лежит в элементарном прямо¬
угольнике dA,jdAs (рис. 4.14), равна произведению вероятностей пребыва¬
ния Ас в интервале dAc и Аа в интервале dAa:
При переходе от прямоугольных координат к полярным площадь за¬
штрихованного на рис. 4.15 элемента будет AdQdA, а вероятность пребыва-
1	А2
ния конца вектора в этом элементе равна ехР (— <>о5 ) AdQdA.
Из этого выражения следует, что двумерная плотность вероятности
Интегрируя ло переменной 0, получаем одномерную плотность вероят¬
ности
Обоснование пределов интеграла приводится в следующем пункте дан¬
ного параграфа.
Распределение огибающей, характеризуемое плотностью вероятности
(4.70), называется распределением Рэлея (рис. 4.16). Макси¬
мальное значение функции рл {А) получается при А = ох. Это означает, что
А — ох является наивероятнейшим значением огибающей.
Среднее же значение (математическое ожидание) огибающей
(4.69)
Рис. 4.16. Распределение Рэлея
5 Зак. 1326
129

X
Рис. 4.17. Ширина шумовой дорожки для узкополосного нормального шума при веро¬
ятности превышения границ около 1 %
Аналогично средний квадрат огибающей
M[A2]=jA2pA (A)dA =
О
= 4-Ь3ехр(	~)dA=2a2x.	(4.72)
Ox jj	\	*0х /
и »
Этот результат совпадает с (4.65). Таким образом, средняя мощность оги¬
бающей равна удвоенной дисперсии шума. Это аналогично соотношению
между квадратом амплитуды А0 и средней мощностью гармонического коле¬
бания а (t) = А0 cos со0(, равной а2 (t) = V^g.
Вероятность того, что огибающая A (t) превысит некоторый заданный
уровень С, определяется формулой
оо
Р(А>С) = [рл (A)dA —
С
“-7г1ЛеХР(—^-) d»~ex„(	g-),	(4.73)
а вероятность того, что огибающая A (t) будет ниже уровня С, — формулой
Р (А с С) = 1 — ехр (— С2/2а2).	(4.74)
Из этих формул видно, что уже при С — 3ах вероятность превышения
уровня С составляет всего лишь около 1 %. Поэтому можно считать, что
ширина шумовой дорожки, фактически наблюдаемой, например, на экране
осциллографа (рис. 4.17), не превышает (5 ... б) ах.
Этот результат, естественно, близок к данным, приведенным в § 4.2
для шумовой дорожки широкополосного гауссовского процесса (со спектром,
примыкающим к нулевой частоте).
Ковариационная функция огибающей узкополосного нормального шу¬
ма [13] определяется по формуле, которую приводим без вывода:
/сл(т)=-^Ц1 +(4)Wh-
+ V[_L±^.
2-'4
(4.75)
130

Здесь г0 (т) представляет собой огибающую нормированной корреляционной
функции шума x (t), т. е. функции, определяемой выражением (при х = 0)
гх (т)	(т) /о?	0 (т) cos о)0т.	(4.76)
Так как r0 < 1, то ряд (4.75) быстро сходится. Поэтому можно ограни¬
читься первыми двумя членами:
КЛ(т)«_™Ц 1 + -L rjj (т)
(4.77)
Применяя к Кл (т) преобразование Фурье (см. (4.38)1, находим спек¬
тральную плотность мощности огибающей
*i	90
WA (Q) -	2л6 (Q)	4 $ rl (т) e_,t2t dr.	(4.78)
Из выражения (4.78) видно, что спектр огибающей примыкает к нулевой
частоте. Первое слагаемое в правой части (4.78) соответствует постоянной
составляющей огибающей, а второе — сплошной части спектра.
Примеры применения формул (4.75)—(4.78) приводятся в § 11.3—11.5.
2.	ФАЗА
Интегрирование двумерной плотности вероятности р (А, 0), определяе¬
мой выражением (4.69), по переменной А дает одномерную плотность ве¬
роятности фазы
*<B)=-dT^exp('“sr)'M~
О
оо	.
= —Г f —ехр( — —) d(/4*) =——, —-Л<0<я.	(4.79)
2ла? J 2 *4 . 2а? )	2я	^
Этот результат согласуется с пределами интегрирования в (4.70).
Заметим, что из представления р (Л, 0) [см. (4.69)1 в виде произведения
р(Л, 0 =	»- ехр -	=- ] -
2яст? М 2о? )
=[ ■ехр (■- ~ёг)1 Ш -рл (А) ,е>
непосредственно вытекает статистическая независимость случайных величин
Л и 0. Как и в отношении Лс (t) и Лч (t), это справедливо при отсчете A (t)
и 0 (t) в один и тот же момент времени [см. замечание к (4.67)1.
Соотношения (4.70) и (4.79) позволяют сделать следующее общее за¬
ключение: произведение вида х = A cos 0, в котором А и 0 — независимые
случайные величины, причем А распределена по Рэлею, а 0 равновероятна
в интервале (—л, л), обладает нормальной плотностью вероятности.
Условие узкополосности процесса х (t) не обязательно; необходимо лишь,
чтобы Л и 0 были связаны соотношениями (4.63).
Корреляционная функция фазы 0 (t) определяется выражением [131
#в( т) 4го( т) + 4-г«<т)-+ ТТгЗ(т)+ • • •	(4.80)
2	4	12
5*
131

При т — 0 ряд сходится к л2/3, т. е. дисперсия фазы равна л2/3. Действитель¬
но, при распределении (4.79)
De'fe $в*ре(еме:~^г(-|-)я = ^-.	(4.81)
—я	'	' —я
3.	ЧАСТОТА
Основываясь на выражении (4.60), мгновенную частоту шума можно за¬
писать в форме
®(0 =
<Ж0
dt
= о»о +
dd (t)
dt
==«о + 0 (O’
откуда видно, что закон распределения мгновенной частоты определяется
распределением производной фазы 0.
Приведем без вывода [141 выражение для плотности вероятности слу¬
чайной величины 0
рФ) ~
2Д«ак
1 +
Q2 \3/2 -
(Д«эк)2.^
(4.82)
где А«эк — эквивалентная ширина спектра узкополосного процесса, опре¬
деляемая выражением
(Д«эк)2 = j1 (« --«0)2 W (со) da
о
(4.83)
Последнее выражение эквивалентно формуле
(А«эк)2 г= -
d*rо(т)
dx2
т=о
где г0 (т) — огибающая нормированной корреляционной функции процес¬
са, обладающего спектром W («) [симметричным относительно центральной
частоты «„].
График функции р (0) изображен на рис. 4.18. Среднее значение абсо¬
лютной величины |0| равно Д«ак.
Рассмотрим в качестве примера случай, когда энергетический спектр
W («) равномерен в полосе частот ±Д« при центральной частоте «„. Нор¬
мированная корреляционная функция в соответствии с выражением (4.44)
Гх(х)
sin А<о»т
До)0т
cos «0т,
а г0(т)
sin Д<о0т   sin у
До)0Т	у
Дважды дифференцируя последнее
Рис. 4.18. Плотность вероятности
производной фазы гауссовского слу¬
чайного процесса
выражение по т, находим г\(т) «
_ ^ А«0)2 —У3 sin У—2У3 cos У+ sin у
При т —* 0 и у -*0 получаем
У
Го(0)= -у- (А«0)2,	(4.83')
Д«эк = V—го (0) = Д«0/К Т. (4.83")
Итак, для шума со спектром,
равномерным в полосе (—Д«0, А«0)
(см. рис. 4.9), среднее значение |0|
равно A«0/J^3.
132

4.7.	КОМПЛЕКСНЫЙ СЛУЧАЙНЫЙ ПРОЦЕСС
Пусть задан действительный стационарный случайный процесс х (t)
со спектром Wx (со). В теории случайных процессов доказывается, что если
х (t) дифференцируем в среднеквадратическом смысле так, что выполни-
со
ется условие j со2^* (to) dco <С <», то к х (t) можно применить интеграль-
— ос
ное преобразование
*1(0 = —— \ JL!^L dx,
я J т—1
причем интеграл также понимается в среднеквадратическом смысле.
Определенный таким образом случайный (стационарный) процесс (0
по отношению к х (t) является сопряженным (по Гильберту), а процесс
z (t) — х (t) + ixi (t)	(4.84)
являехйя^кдмплёксным случайным процессом.
Применение понятия комплексного случайного процесса особенно по¬
лезно при рассмотрении узкополосных процессов. Если х (t) можно пред¬
ставить в виде х (0 = А (0 cos [со0/ + 0 (£)], где A (t) и 0 (t) — случайные
функции, то, как и для детерминированного аналитического сигнала
(см. § 3.10), хг (t) = А (t) sin [со0/ + 0 (/)] и
z(t) = А(/)еП«»*+0	.	(4.85)
Поясним физический смысл этого понятия на модели (рис. 4.19), ана¬
логичной использованной в гл. 3 модели формирования детерминированно¬
го аналитического сигнала (см. рис. 3.29).
Пусть узкополосный стационарный шум со спектром Wx (со) поступает
на выход по двум каналам: прямому и через фазосдвигающее звено с харак¬
теристикой ф (со) = —90° (в полосе шума). Различие между процессами
х (() и хг (/) обусловлено лишь влиянием фазосдвигающего звена. Амплитудно-
частотная характеристика этого звена равна единице, следовательно, спек¬
тры мощности процессов х (t) и х1 (t) одинаковы: Wxl( со) = VT* (со). То
же относится к корреляционным функциям
со
Rx (*) = Rxt (т) ==-^- jj wx И e'WT dbi
и к дисперсиям
ol = ol, = Rx (0) =	\ Wx (со) cfc).
2л О
(Имеются в виду процессы с нулевым средним.)
Найдем теперь спектральную и корреляционную функции совокупно¬
сти процессов х (/) и.*! (t).
С этой целью выделим одну из реализаций процесса х (/) и обозначим
через ХЬт (со) спектральную плотность отрезка k-й реализации с конечной
Рис. 4.19.
случайного
процесса
Формирование
аналитического
Источник
узкополос-
ного шума
~x(t)
<р(ы)=-90° -^-xf(t)
133

длительностью Т (см. § 4.3). Этот же отрезок ^-й реализации на выходе кана¬
ла со звеном ф (to) = —90° будет иметь спектральную плотность Х1Лг (to) =
= ХкТ (to) е1<*|(“>= —/ ХАг (®) при to > 0 и -ft Хкг (to) при to < 0.
Рассматривая совокупность отрезков хкт (0 и х1кТ (t) кдк сумму квад¬
ратурных колебаний
Zkr(t) —XkT(t)-\- ixihr (t)i
можно определить спектральную плотность отрезка zkT (t) следующим обра¬
зом:
при to > 0
Zкт (to) = Х*7-(to) -f i | —iXkr (to) 1 = 2Х/гг (to);
при to <C 0
ZkT(w) — Хкт(to) -f i[iXkr(to)l — 0.
На основании этих равенств можно утверждать , что х1кГ (t) является
по отношению к хкт (t) функцией, сопряженной по Гильберту (см. §3.9) и,
следовательно, при определении спектра и корреляционной функции ана¬
литического случайного процесса (4.84) исходить из выражений, аналогич¬
ных (3.87) и (3.95), выведенных в § 3.10 для детерминированного аналитиче¬
ского сигнала
Переходя в выражении (3.87) от спектральной плотности Sa (to) колеба¬
ния (напряжение, ток) к спектральной плотности Wx (to) средней мощности
исходного колебания х (/), получаем
W /(,)) = f4Wx (с°)	при to>0,
2	(0	при to<0.
(4.86)
Применяя теорему Винера —Хинчина 1см. (4.39)1, находим корреляцион¬
ную функцию аналитического случайного процесса
Rz(t) =	 I* 4№зс(о))е'“х dto =4	 ^ U7v(to) cosom/to-f
л о	2л о
оо
1'4 —— | Wx (о>) sin сот йш.	(4.87)
■ о
Это выражение совершенно аналогично выражению (3.95). Как и для
детерминированного аналитического сигнала, Rz (т) — комплексная кор¬
реляционная функция. Действительная часть этой функии совпадает с уд¬
военной корреляционной функцией исходного процесса х (t), т. е. с 2Rx (т),
а мнимая часть учитывает взаимную корреляцию процессов х (t) и х1 (().
Комплексный характер корреляционной функции Rz (т) обусловлен
тем, что спектр Wz (т) несимметричен относительно оси to = 0, т. е. сущест¬
вует только в области to > 0.
При т = 0 мнимая часть в соотношении (4.87) обращается в нуль, что
означает некоррелированность процессов х (t) и хг (() в один и тот же момент t.
По аналогии с выражениями (3.96) можно написать
Rz (т) = 2Rx (т) + i2RXtX (т>,	(4.88)
где
Rx,x(r) =2~- j UV.to)
о
sin tor dr.
(4.89)
134

Характер взаимной корреляционной функции RXlX (т) определяется
формой энергетического спектра процесса Wx (со).
При т — О ftXlX (0) = 0 и, следовательно, средняя мощность аналити¬
ческого случайного процесса
Ог = of = Rz (0) = 2RX (0) =•- 2DX.	(4.90)
Очевидно также, что средние мощности процессов х (t) и х, (t) одинако¬
вы . D х D Х|.
Проиллюстрируем свойства корреляционной функции RXiX (т), входя¬
щей в выражение (4.88), на примере, когда исходный узкополосный анали¬
тический процесс х (t) обладает спектром прямоугольной формы при централь¬
ной частоте со0 и полосе Q, со0. Подобный спектр показан на рис. 4.9
(двойная штриховка).
Приравнивая в (4.89) Wx (со) = Wx (со) и интегрируя в пределах от
со,, — ft,/2 до со0 + Qt/2 получаем
(х) = 2WlQ' s*nх№)
2я
sin о>0т =•• Dx
sin (Q,t/2)
Qj т/2
Sinco0 т.
Здесь через Dx = WX2FX обозначена дисперсия исходного процесса х (t).
В данном примере огибающая sin (S2,t/2)/(Q,x/2) взаимной корреляцион¬
ной функции RXtX (т) совпадает с огибающей корреляционной функции
Rx (т) |см. (4.44)1. Различие между двумя этими функциями заключается в
фазах высокочастотного заполнения (cos со0т в Rx (т) и sin со0т в RXtX (т)].
При т = 0 Rx,x(т) = 0 — процессы х, (/) и х (/) в один и тот же мо¬
мент времени некоррелированны. Однако при со0т = я/2 т=- л/2со0 = 1/4/0 —
— функция RXlX (т) = 1/4/0= Dxsinc (-?-	). При FJf0 < 1 эта функ-
V 4 hi
ция достигает максимального значения, близкого к Dx ~о%.
4.8.	ГЕОМЕТРИЧЕСКОЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЕ
СИГНАЛОВ. ПРОСТРАНСТВО СИГНАЛОВ
Рассмотренные в § 2-2 способы разложения произвольных сигналов по
заданной системе ортогональных функций можно вывести из общей теории
линейных пространств, составляющей один из разделов высшей алгебры.
Действительно, пусть сигнал s (t) с конечной энергией Э представлен
в виде обобщенного ряда Фурье (2.14):
m
S (0= 2 Сп Фя (0-	(4-91)
п= 1
Предполагается, что первые m слагаемых ряда обеспечивают требуемую
точность представления сигнала s (t).
В § 2.2 были установлены следующие соотношения между энергией Э,
нормой функции s (t), обозначаемой ||s||, и спектральными коэффициентами
с„ (действительного сигнала):
Э«|М1*=* |*s(4.92)
т
m
1МР = У КР||*ЫР.	(4.93)
«= I
В этих выражениях ( обозначает интеграл по интервалу времени Т,
г
а 11ф/| II — норму базисной функции ф„ (t).
135

Выражение (4.93) ничем не отличается от известного из векторной ал¬
гебры определения нормы вектора S в m-мерном линейном (векторном)
пространстве. Это позволяет поставить в соответствие сигналу s (t) вектор
S, проведенный из начала координат в соответствующую точку пространст¬
ва. При этом слагаемое сп«рп (/) должно трактоваться как проекция вектора S
на л-ю ось системы координат.	_____
При использовании ортонормированной системы, когда ||фп|Г=1.
выражение (4.93) принимает вид
т
IMP HI S ||- 2	(4.93')
п— 1
В этом случае ||срп|| является нормой единичного вектора (орта), опре¬
деляющего направление п-й оси системы координат, а вектор сигнала s (t)
можно записать в виде вектора-строки
S-{Cj, сг, ..., сп},	(4.94)
В этом смысл!; можно говорить о пространстве, каждый элемент кото¬
рого является вектором, представляющим определенный сигнал; можно так¬
же говорить, что каждая точка в пространстве сигналов, являющаяся кон¬
цом вектора, проведенного из начала координат, соответствует определен¬
ному сигналу.
Длина вектора (норма), как это вытекает из (4.93'), равна Э'/'2.
Следовательно, всем сигналам с одинаковой энергией Э, независимо
от их формы, соответствуют точки, расположенные на многомерной сфере
радиуса Э1/2.
Пространство сигналов является функциональным, поскольку каждый
его элемент характеризуется не мгновенным значением s (/), а некоторым
функционалом от s (t). К таким функционалам относятся, например, энер¬
гия сигнала Э = j |s (/)|а dt и спектральные коэффициенты
сп = I s (t) cpn (i) dt.
т
Для иллюстрации понятия «пространство сигналов» удобна базисная
функция вида sin xlx (ряд Котельникова), когда коэффициентами ряда
(4.91)	являются отсчеты самого сигнала s (t) в моменты времени t = лДг
(см. §2.15), так что выражение (4.94) принимает вид
S = {s (Д/), s (2Д0, •••, s (m&t)}.	(4.95)
Этот частный случай интересен тем, что координатами сигнальной точ¬
ки (конца вектора S) в пространстве сигналов являются отсчеты сигнала
s (/) в дискретные моменты времени t = ntxt.
Множество функций s (/), для которых норма (4.93) ограничена (сигна¬
лы с конечной энергией), называются пространством ZA Если такие сиг¬
налы определены на интервале Т, то используется обозначение L2 (Т).
Для передачи сигналов по каналу с помехами, а также для разрешения
сигналов основное значение имеет не положение сигнальной точки в про¬
странстве сигналов, а расстояние между точками, представляющими раз¬
личные сигналы. Для выяснения смысла термина «расстояние между сигна¬
лами» воспользуемся известными свойствами скалярного произведения век¬
торов.
Пусть имеются два вектора X, Y, заданные своими координатами, со¬
ответственно аь а2, ..., ат и р2, ..., pm: X = {аг, а2, ..., ат}, Y =
= {Pi. Рг. •••» Рт}-
136

(4.96)
Скалярное произведение (X, Y) определяется выражением
т
(X, Y)= 2
п~ 1
С другой стороны, (X, Y) желательно выразить через функции времени
х (0> У (0> соответствующие векторам X, Y.
Из векторной алгебры известно соотношение
(X,Y)«f x(t)y(t)dt.	(4.97)
Т
В справедливости этого соотношения нетрудно убедиться подстановкой
m	m
в (4.97) x(t) = 2 апФп (t) И y(t)= 2 Рпфп (О-
п=1	п=1
После перемножения сумм получим два вида слагаемых: с одинаковыми
и с разными индексами. В силу попарной ортогональности базисных функций
слагаемые второго вида после интегрирования обращаются в нуль. Интегри¬
рование слагаемых первого вида приводит к выражению (4.96).
Учитывая, что правая часть равенства~(4^9?) есть не что иное, как вза¬
имная корреляционная функция детерминированных сигналов х (t) и у (t)
(при сдвиге т = 0) [см. (2.134)], приходим к важному результату
т
(X, Y)=*5,v«>) *=>	(4.98)
П= 1
Из этого соотношения следует1, что если сигналы взаимно некоррелиро¬
ванны \Вху (0) = 0], то соответствующие им векторы ортогональны [(X, Y) =
= 0].
В частном случае Y = X выражение (4.98) дает равенство
т
(X, X) - Вхх (0) = V а* - II X II* =* Эх,	(4.99)
П= 1
т. е. квадрат нормы вектора X совпадает с определением корреляционной фун¬
кции сигнала х (t) (при т = 0).
На основе приведенных выше соотношений нетрудно определить рас¬
стояние dxy между двумя сигнальными точками в пространстве сигналов
как норму разностного вектора X—Y:
dxy = \\X-4\\.
Квадрат этой нормы в соответствии с (4.99) равен скалярному произ¬
ведению вектора X—Y на вектор X—Y
dxy~\\ X —Y||2—(X —Y, X —Y).
Для скалярного умножения векторов верен распределительный закон,
т. е.
(a, b -f-c) = (а, Ь) + (а, с).
Следовательно,
d% =s(X, Xl-f (Y, Y) —(Y, X) —(X, Y\-Э„-2Эху.
1 Напомним, что символами Ss (т) и В$ s (т) обозначены соответствующие функ¬
ции детерминированных сигналов.
137

Рис. 4.20. К определению расстояния
между двумя ортогональными сигна¬
лами
С учетом (4.98) и (4.99) получаем
d% Bxx(0) + Bvu (0)---2Вхи (0) -
-- Эх Эу—2Эху,	(4.100)
где Эху — «энергия взаимодействуя».
Из (4.100) видно, что расстояние
между сигнальными точками, соответ¬
ствующими сигналам х (/) и у ((), зави¬
сит как от энергии каждого из сигна¬
лов, так и от взаимной корреляционной
функции Вх„ (0).
Известно, что скалярное произве¬
дение можно записать в форме
(X, Y) = || X || -1| К || cosjy.
где у — угол между векторами X и Y. Таким образом,
cos 7 =--
(X, Y)
IIX INI Y||
(4.ЮГ)
Используя формулы (4.98) и (4.99), записываем последнее равенство
следующим образом:
ВХу (0)	Эху
C0SY= Э1/2 ЭШ ■= Э</2 э./2 •	(4-102)
Итак, расстояние между сигнальными точками и угол между соответст¬
вующими им векторами полностью определяются энергиями сигналов х (t),
у (t) и энергией взаимодействия между ними.
Проиллюстрируем эти свойства на простых сигналах. На рис. 4.20, а
изображены два отрезка косинусоидального колебания одинаковой дли¬
тельности Т, но с различными (кратными) частотами. Энергии сигналов:
Эх = А\Т!2 и Э% — А1Т/2.
Оба сигнала представлены в /л-мерном пространстве L2 (7). Длитель¬
ность сигналов равна целому числу периодов, так что взаимная корреляци¬
онная функция 5Slsj (0) = 0 и, следовательно, сигналы s, (i) и s2 (0 ортого¬
нальны. Применяя формулу (4.100), находим
d!tS! -Эл + Эг =	(Л? + А1) = Эх(\ А- АI/Af),
Лш^Э'/ЦХ+АЪ/А!)'/*.
Вследствие ортогональности функций st (t) и s2 (t) угол между вектора¬
ми Sx и S2 равен л/2 [см. (4.102)1. Положение сигнальных точек 1 и 2 (отме¬
ченных кружками) в пространстве сигналов показано на рис. 4.20, б (поло¬
жение точки 0 выбрано произвольно).
Рассмотрим теперь два сигнала с одинаковыми амплитудами и частота¬
ми, но с различными начальными фазами
s, (/) •=■ А0 cos at, 111 ^ T/2,
s2 (t) A0 cos (at —0O), 111 ^ T/2.
Как и в предыдущем примере, Т равно целому числу периодов колеба¬
ний S] (t) и s2 (?); энергии одинаковы: Э, = Э, = A\Tl2.
138

Взаимная корреляционная функция
772	Т/2
Bs, S2 (0) .= |* si (/) s2 (t) dt — Ao j* cos Ы-cos Ш —0O)
' ' "	- T/2
Ai T a
—2	COS 0„.
— T/2
V
dt
Рассмотрим частные случаи 0„ = 0, я/4, л/2 и л.
1.00 = 0; Bfl Ss (0) = Al Т/2 ^3,; ds, Sl = 0; cos у - 1'; у «= 0;
Сигнальные точки / и 2 совпадают.
—•
" VT'
2. 0„*= л./4; BS(S, (0) т-^
2 VJ
23, - -2BS,S, (0)^23, (l -l/l/T)^0.293; d.,,, *0,541;
cos у — Bs, s, (0)/3, == i t~\/~ 2 ; у-* л/4.
3.	0о=л/2; Bs,s, (0)=0; dU=23,; d.,.,*'}/' 23}/2; cos у => 0; у— л/2.
4.	0„ * л; В.,s, (0) = -3,; dj, „ =-- 2В,- (-23/= 43,; d,, s, - 23} /2;
cos y«= — 1; у — л.
Из рассмотренного примера вытекает, что при заданной и одинаковой
энергии двух сигналов любое различие в их форме не может увеличить рас¬
стояние между сигнальными точками более чем до 23}/2 (это вытекает также
из того факта, что сигнальные точки при заданной энергии сигнала распо¬
ложены на многомерной сфере радиуса З}/2).
В заключение найдем смещение сигнальной точки, соответствующее сдви¬
гу сигнала во времени на т. Для этого требуется определить расстояние меж¬
ду сигналами s, (/) и s2 (/) = sx(t — т).
В данном случае
X	00
Bs,*, (0)* s, (t) s2 (t) dt = \ s, (t) s, (/—t) d/ = BS) (t),
где BSl (t) — корреляционная функция сигнала s, (t).
По формуле (4.100) находим
d„it-{2(B,1(0)-Bft (тЧГ2.
Если под s, (t) подразумевается, например, импульс с длительностью
ти, то при т > т„ корреляционная функция BSl (т) = 0 и dSlSs = [2BSl (О)]1/2.
Иными словами, неперекрывающиеся во времени сигналы ортого¬
нальны.
Применение к сигналам теории векторных пространств оказывается по¬
лезным, в частности, для синтеза цепей, подчиняющихся обобщенному прин¬
ципу суперпозиции. Этот вопрос рассматривается в гл. 16.
4.9.	ПРОСТРАНСТВО СЛУЧАЙНЫХ СИГНАЛОВ
Пусть рассматривается стационарный случайный процесс с дисперсией
Dx, заданный на отрезке времени 0 < / < Т. Без утраты общности рассмо¬
трения положим М (х) = 0.
При представлении ансамбля реализаций в пространстве L2 (Г) каждой
из реализаций можно поставить в соответствие свою сигнальную точку, от¬
139

стоящую от начала координат на расстоянии Rh — Э1Г{2 (см. предыдущий па¬
раграф). Энергия Этк изменяется от одной реализации к другой случайным
образом, а среднее значение (математическое ожидание) энергии Эт = о\Т.
Совокупность всех сигнальных точек образует сложную многомерную
поверхность, тем больше отличающуюся от сферической, соответствующей
среднему радиусу R0 — ЭУ'2, чем больше дисперсия D3 = о| случайной
величины Эти-
Для оценки величины о| составим выражение для энергии &-й реализа¬
ции процесса х (t)
Г	m	гп
ЭТк = 4 (о	2 4«А/ 2 Уп<	(4.103)
п	п= 1	п=1
где m — число отсчетов, определяющих функцию хк (0 на отрезке Т =
= mkt (см. §2.15), а уп — 4— отсчеты мощности (мгновенной) реализа¬
ции xh (t) в моменты времени t = ntxt.
Очевидно, что математическое ожидание случайной величины ЭТк
m	m	-r
М (Э7Д = Аt 2 М [уп) А/ 2 М (xfttbtmol,
п=1	п—1
а среднее значение квадрата ЭТк
М О'тк) = М
A t 2 Уп
п= 1
в соответствии с (4.103)
Следовательно, искомая дисперсия
m m
<*£=м (9h) -1м (Э™)]2 = (АО2 2 2 м (Уп Уд —(д02	4 =
n=U=l
■* (АО2 2 2 и (Уп Уд -41.	(4.104)
п^= 1 1= 1
Для конкретности будем исходить из нормального распределения про¬
цесса х (0, а также из условия взаимной независимости отсчетов у„ = х% и
у1 — xf. Тогда
М (ук yi) ~м (4 xf) ~М (4) м (xf) ==о|.
и все слагаемые вида М (ynyt) — ох при п Ф I в выражении (4.104) обраща¬
ются в нуль. Остаются слагаемые при п = ш, число которых равно т, а
сами слагаемые имеют вид М (4) — о*.
При плотности вероятности р (х) = (\!~V2nax) exp (—4/2о|)
оо	2
М (4) — М(4)		— Г 4е х /2<Ух dx — За*.
У 2я ax J
Таким образом, выражение (4.104) приводится к виду
а| — (At)* т-2аД оэ =Д/ У тУ2а*х.
Составим отношение
/£Г
т
®э ЫУ тУ2 4
Э,. _ Afma*
(4.105)
140

Рис. 4.21. Представление в многомер¬
ном пространстве сигналов смеси де¬
терминированного сигнала и шумо¬
вой помехи при ст|Г<Э,
Рис. 4.22. Представление двух орто-
гональиых сигналов с шумовой поме¬
хой
Использование понятия пространства сигналов эффективно при боль¬
ших базах сигнала т (сотни и тысячи). Из (4.105) видно, что при т^> 1
отношение аэ /Эт настолько мало, что можно говорить о сосредоточении сиг¬
нальных точек в тонком сферическом слое радиусом R0 = Эу2 и толщиной1
слоя около j/2/m R0. Таким образом, в многомерном пространстве сигналов
случайный процесс, отвечающий оговоренным ранее условиям (стационар¬
ность, число независимых отсчетов в интервале Т, равное т), можно пред-,
ставить в виде «тонкостенного» шара с центром в начале координат.
При совместном воздействии сигнала (детерминированного) и помехи
(случайного процесса) представление суммарного колебания в пространстве
сигналов основывается на правилах векторного сложения (вычитания),
изложенных в предыдущем параграфе (предполагается, что сигнал и помеха
представлены одинаковым числом степеней свободы т). На рис. 4.21 иллю¬
стрируется случай относительно слабой помехи (а\Т меньше энергии сигна¬
ла Эв), образующей в пространстве сигналов полый шар радиуса R0 =Yа%Т
с центром в точке s. соответствующей сигналу s (/) с энергией Эа.
Описанное свойство многомерного пространства сигналов позволяет в
наглядной форме объяснить преимущества многобазовых сигналов при ре¬
шении задачи разрешения (различения) сигналов на фоне помех. Пусть на
вход приемного устройства, рассчитанного на обработку двух ортогональ¬
ных сигналов A (t) и В (t), обладающих одинаковыми энергией, длительно¬
стью и шириной спектра, но различной формой, воздействует смесь, состоящая
из шумовой помехи и одного из указанных сигналов.
Положение сигнальных точек A (t) и В (t) в пространстве сигналов пока¬
зано на рис. 4.22. Расстояние между двумя ортогональными сигналами рав¬
но Y^9y2 (см. примеры предыдущего параграфа).
В приемник тем или иным способом закладываются копии сигналов
A (t) и В (t), так что в отсутствие помехи выходное устройство безошибочно
принимает решение о том, какой из сигналов поступает на вход.
При наличи помехи каждый из сигналов A (t) и В (() совместно с поме¬
хой образует в многомерном пространстве сигналов полый шар, как это изо¬
1Эт+а9	/Д, + АЯ\«	ЗАЛ /АЯу { 2А R
Эт \ Ro )	+	+ I До /	+ До ’
откуда 2AR/Ro—	2/от .
141

бражено на рис. 4.22. Если радиусы шаров меньше половины расстояния
между точками А и В, т. е. Уо*Т< % У2 Э\!2, возможность безошибочно¬
го различения сигналов практически сохраняется [22].
Допустим теперь, что при сохранении неизменными Э8и Т база сигнала
m уменьшена. Поскольку база сигнала равна 2д/Т (см. §2.15 и 3.11), это
уменьшение имеет место при сужении полосы частот сигнала. Расстояние
между сигнальными точками А и В остается прежним, однако расположение
сигнальных точек суммы сигнал + помеха в пространстве сигналов «раз¬
мывается», и тем сильнее, чем меньше число координат т. Вероятность «пе-
репутывания» сигналов A (t) и В (t) возрастает с уменьшением базы сигнала.
Глава 5. ЛИНЕЙНЫЕ РАДИОТЕХНИЧЕСКИЕ ЦЕПИ
С ПОСТОЯННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
5.1.	ОПРЕДЕЛЕНИЯ И СВОЙСТВА АКТИВНЫХ
ЦЕПЕЙ
В данной главе приводятся основные сведения о линейных активных цепях.
Рассматриваются частотные характеристики избирательных цепей, исполь¬
зуемых для различных линейных преобразований сигналов (усиления,
фильтрации и т. д.). Особое внимание уделяется изучению линейных актив¬
ных цепей с обратной связью, используемых в большинстве современных ра¬
диоэлектронных устройств.
В общей теории цепей под активной подразумевается цепь, содержащая
наряду с пассивными элементами (катушками индуктивности, конденсато¬
рами и резисторами/ также и источники энергии (генераторы ЭДС или гене-
торы тока).
Активный характер цепей радиоэлектронных устройств обусловлен при -
менением в них усилительных элементов: транзисторов, электронных ламп,
ламп бегущей волны и т. д. При этом предполагается, что энергия сигнала
на выходе активной цепи больше, чем на входе. Для большей определенно¬
сти видоизменим формулировку следующим образом: цепь активна, если при
гармоническом возбуждении средняя мощность сигнала на выходе больше мощ¬
ности на входе, т. е. коэффициент усиления по мощности больше единицы.
Из такого определения ясно, что цепь, осуществляющая усиление напряже¬
ния, например, с помощью повышающего трансформатора без усиления
мощности является пассивной, даже если в нее входят активные элементы со
своими источниками питания.
При построении схем замещения активных цепей источники постоян¬
ного тока или напряжения опускаются. На этих схемах активные элементы
(транзисторы, лампы и др.) отображаются с помощью элементов, параметры
которых зависят от режима работы и в конечном счете от источников энергии,
питающих активный элемент. При этих допущениях любой (как активный,
так и пассивный) линейный четырехполюс¬
ник можно представить схемой, изобра¬
женной на рис. 5.1. На этом рисунке Е1;
Е2, Е и 1а обозначают комплексные ам¬
плитуды гармонических напряжений и то¬
ков независимых источников при фикси¬
рованной частоте со.
м,
и*
Рис. 5.1. Схема замещения линей¬
ного четырехполюсника
142

\
Четырехполюсник полностью характеризуется соотношениями между
напряжениями и токами на его входе и выходе. Вид этих соотношений за¬
висит от выбора исходных величин.
Напомним вкратце основные формы представления четырехполюсников.
Если исходными являются напряжения Ei и Е2, то уравнения для оп¬
ределения токов 1х и 12 записываются в форме
Ii ■—1 Уц Et -f- У12 Е2, 12 ■= Уц Ei -f- У22 Е2	(5.1)
или в матричной форме
[tM*]-	(б-2)
где [У]-Ри Н	(5.3)
Ly2i Yzii
является матрицей параметров, имеющих смысл и размерности7 проводимо-
стей.	/
Если уравнение (5.1) решить относительно Ei и Е2, то поручатся систе¬
мы уравнений
Ej= Z11 Ij -J- Zu I2, E2 — Z„ Ii -f- Z2212,
El|-[Z]
где [ZJ:
Zj2
I*.
II
1
I*.
Г
11
Zi2
’21
Z22
(5.4)
(5.5)
(5.6)
является матрицей параметров, имеющих размерность сопротивлений.
Исходным уравнениям четырехполюсника, записанным в форме
Ei ^1 + ^12 Е2,	--Я21 Ii -ЬЯ22 Е2,	(5.7)
соответствует матрица параметров
Нп Н12
Я21 Т/22
(5.8)
в которой Яа имеет размерность сопротивления, Я22 — проводимости, а
Я12 и Яа1 — безразмерные параметры.
Приведем еще уравнения в форме
К " 0а Ei -f Gi2 I2, E2 =. G.n Ei + G22 I2,	(5.9)
которой соответствует матрица
[01»
(5.10)
где Gu — проводимость; (?22 — сопротивление, а (?12 и <321 — безразмерные
параметры.
В теории усилителей наибольшее распространение получили матрицы
Z-, У- и Я-параметров. Связь между одними и теми же величинами, выражен¬
ными через различные системы параметров, представлена в табл. 5.1. В
этой таблице определители АУ, AZ и АН соответствующих матриц опреде¬
ляются выражениями
АУ — УиУ22 — У12У 2ь AZ — ZUZ„ — Z12Z21, АН — Я11Я22 —
— Я12Я21.	(5.11)
143

Таблица 5.1
Исходная
система
параметров
Связь с другими
системами параметров
Исходная
система
параметров
Связь с другими
системами параметров
Исходная
система
параметров
Связь с другими
системами параметров
Уп
z22 1
Zn
y22
AH
Ни
AZ 1
AZ
AY
HM
z22
Ун
V
Zi2
Hu
Zi2
У»
Hu
Ни
Zl2
^12
‘ 12
AZ
Hu
AY
HM
Z22
'“Ун
Z2i
Hu
Уи
Hu
Ни
Z«
Уи
AZ
Hu
^21
AY
HM
Z22
Уп
Г22
Zu
AH
Z22
Ун
1
Ни
1
AY
AZ
Hu
AY
Hu
Z22
Yu
Уравнения (5.1), (5.4), (5.7) и аналогичные им другие уравнения поз¬
воляют построить эквивалентные схемы замещения четырехполюсников.
На рис. 5.2, а изображена схема замещения1, построенная в соответст¬
вии с уравнением (5.1). На этой схеме оба напряжения Ej и Е2 рассматри¬
ваются как напряжения внешних источников. Генератор тока У12Е2 учи¬
тывает влияние выходного напряжения Е2 на входной ток 1ъ а генера¬
тор тока YaxEx — влияние напряжения Ех на выходной ток
1а. Оба генератора можно рассматривать как зависимые источники,
так как обеспечиваемые ими токи пропорциональны напряжениям внешних
источников. Параметр У21 имеет смысл взаимной проводимости от входа к
выходу, а У12 —■ от выхода к входу. Очевидно также, что Уа есть входная
проводимость четырехполюсника при Е2 = 0, т. е. при коротком замыка¬
нии выхода, а У22 — выходная проводимость при возбуждении четырехпо¬
люсника от источника Е2 при коротком замыкании входа.
Эквивалентная схема четырехполюсника, соответствующая уравнениям
(5.4) и (5.5), изображена на рис. 5.2, б. На этой схеме зависимые источники
напряжения Z12I2 и Z211Х учитывают влияние 12 на Ех и на Е2 со¬
ответственно. Уравнениям (5.7), (5.8)
соответствует схема замещения, пока¬
занная на рис. 5.2, в.
Здесь необходимо отметить следую¬
щую особенность активного четырех¬
полюсника: как правило, У21 Ф У12 или
Z21Ф Z12, НпФ Н12. Это означает, что
активные четырехполюсники необрати¬
мы и, следовательно, принцип взаим¬
ности к активным четырехполюсникам
неприменим.
Взаимные проводимости или сопро¬
тивления пассивных четырехполюсни¬
ков, как известно, равны (теорема вза¬
имности). Это позволяет схемы замеще¬
ния, показанные, например, на рис. 5.2,
а и б, упростить для пассивного четы-
1 Наличие общей шины на рис. 5.2 и в
последующих аналогичных схемах позволяет
говорить о трехполюснике. Это не влияет
иа уравнения цепи.
144
М^	7
а)
7 }г
z22
| Oz , ©2 j \
б)
— 17 —
в)
Рис. 5.2. Схемы замещения четырех¬
полюсника, основанные на матрице:
а) У-лараметров; б) Z-параметров; а) Я-
параметров

Уц-Уц
-С=Э
1 z„-zn
Z22-Z2,_2
о	-г	1 I	-j-	о	о	I—i—	d
i\ ПYii-Yn \JY22-Y2f |e2 E,J	Mzc=z2/
a;	oJ
Рис. 5.3. Преобразование схем замещения, изображенных на рис. 5.2, а и б, справедли¬
вое только для пассивного четырехполюсника
рехполюсника и привести их к виду, при . котором зависимые источники
отсутствуют (рис. 5.3).
При анализе радиоэлектронных цепей особенно часто приходится иметь
дело с четырехполюсниками, возбуждаемыми только со стороны входа; под
выходным напряжением при этом подразумевается падение напряжения на
сопротивлении нагрузки ZH = l/GH, т^еУЕ2 = — I2ZH- В подобных случа¬
ях нагрузочный элемент целесообразно вводить внутрь четырехполюсника.
При представлении четырехполюсника с помощью У-матрицы получа¬
ется схема замещения, показанная на рис. 5.4, а, которая отличается от схе¬
мы на рис. 5.2, а только тем, что нагрузочная проводимость G„ введена в
четырехполюсник. Это позволяет рассматривать новый четырехполюсник как
разомкнутый, у которого ток на выходе Ц = 0. Матрица параметров это¬
го нового четырехполюсника
[У]' =
Уп У12
у*.	J
где У22 — У22 “Ь GB.
Второе уравнение (5.1) принимает при этом вид
12' = У21 Е: -р У22 Е2 = 0,
откуда следует важное соотношение
_Ез   Jn_ = У«
Ei	У'	+
(5.12)
(5.13)
Г*
Ни Ел
^22 (fr
а)
о		'ЧШЬ
I
О**»* (^)ZzAl
-си	cm-
zr
Е г-В
6)
1

Г	т
т	1	°
I Н11
—!
с
(^КЛ \J»22
j |е2
в)
Рис. 5.4. Введение нагрузочного элемента в состав четырехполюсника
145

Исключив с помощью этого соотношения Ei из первого уравнения
(5.1), а также учитывая, что Е2 = — I2ZH, получим отношение токов
_Ь	Y21 Он	Yai GH
«1 ~ yuy;2-y12y21 = AY'
(5.13')
где А У' = Yu (У22 + GB) — ^12^23 — определитель матрицы (5.12).
При использовании Z-матрицы схема замещения принимает вид, пока¬
занный на рис. 5.4, б. В данном случае выходные зажимы замкнуты накорот¬
ко (Ег = 0), а матрица параметров
[2]'^
'21
Z] 2
22а
где Z22 — 222 + ZH.
Второе уравнение (5.4) при этом приводится к соотношению
Ь
Ii
Z21
Z2a-j-ZH
(5.14)
а первое уравнение — к соотношению
Ей		ztl ZH	^ZH
Ei ZUZ2'2—Z1S Zai AZ'
(5.14')
где AZ' = Zu (Z32 + ZH) — Z12Z21 — определитель матрицы [Z]'.
Наконец, второе уравнение (5.7) при подстановке Я22 — Я22 -f G„
и Е2 = — laZH (рис. 5.4, в) дает
0в=.Нп U + Я22 Е2 — //2i 12—Яа2 ZHIa,
откуда следует соотношение
	 H2i	//21
«1 ~ я;а zH ~ (я22+о„) zH
нп
2ц Н22 + 1
Исключив с помощью этого соотношения
(5.7), получим
Е2    	Н2\	 	 Н21
Ei	Яц Н;12-Н12Нп ~ АН' ’
где А#' = Яи (Я22 -1- GH) —Я12 Я21.
1, из первого
(5.15)
уравнения
(5.15')
Рис. 5.5. Схемы замещения с одним зависимым источником тока (а) или напряже¬
ния (б) (элемент Z22 следует заменить на Z22—Zi2)
146

Общие уравнения (5.1), (5.4) и (5.7) можно преобразовать таким образом,
что соответствующие им схемы замещения четырехполюсника будут содер-
k жать только по одному зависимому источнику,
j Так, записав второе уравнение (5.1) в форме
12= Уи Ех + У22 Е2 + (У21-У12) Еь	(5.16)
приходим к схеме замещения, содержащей один зависимый источник тока
(К21—У12) Е2 (рис. 5.5, а).
Аналогично записав второе уравнение (5.4) в форме
E2 = Z1212 ~Ь Z22I2 + (Z21—Z12) Ij,	(5.16 )
приходим к схеме с одним зависимым источником напряжения (Z21 — Z12) I2
(рис. 5.5, б).
5.2.	АКТИВНЫЙ ЧЕТЫРЕХПОЛЮСНИК КАК
ЛИНЕЙНЫЙ УСИЛИТЕЛЬ
Приведенные в предыдущем параграфе выражения (5.13)—(5.15), за¬
писанные в форме
Е2	—К2,
К£
	 У21 _ 	Z2j ZH
Ei	Zu (Z22-f-ZH)—Z12 Z2i
Я21
fin (ff** +Он)-Я12 Я21
Ь   	X2i Од
К,=Т
Уц (Уга "Ь 0Н)—Хх2 Уц
^21	Н21 Оц
Z22-(-ZH	Я22-|- 0Н
(5Л7)
(5.18)
можно рассматривать как коэффициенты усиления соответст¬
венно напряжения и тока активного четырехполюсника.
В широкополосных усилителях, как правило, усилительные приборы
(транзисторы, лампы и др.) обеспечивают (при правильном выборе нагрузки)
выполнение следующих неравенств:
GH У22, ZH Za2.	(5.19)
Поэтому при грубой оценке усилительной способности четырехполюсни¬
ка можно исходить из приближенных равенств
|Кя|
|К/|
(5.20)
(5.21)
Отсюда следует, что коэффициент усиления мощности (выраженный в
вольтамперах)
Кр = | К£| | К/|
Уа,
I ^21
... 1У2112
Он
1 -Z22
I Он Ун |
(5.22)
(Здесь использованы соотношения между Z21-, Z22- и У-параметрами из
табл. 5.1.)
Из (5.22) очевидна решающая роль параметра Уп (соответственно
Z21 и Я21) в усилении мощности колебания в активном четырехполюснике.
Физический смысл этого параметра раскрывается в следующих параграфах
на примерах некоторых усилительных приборов.
147

При анализе активного четырехполюсника как усилителя важное зна¬
чение имеют такие его параметры, как входное и выходное сопротивления.
На рис. 5.6 представлена обобщенная схема, содержащая источник сигнала
Ес, активный четырехполюсник и сопротивление нагрузки ZH.
Входное сопротивление (между зажимами 1—Г) легко определить с
помощью уравнений (5.4) в сочетании с (5.14).
Подставив 12 из (5.14) в первое уравнение (5.4), получим
Ё! =Ii^Zu-^ie Ix ZBX,
откуда
ZBX — Zjj
Z]2 z2
z;2
— Z-
u
^12 ^21
Z22-j-ZH
(5.23)
Под выходным сопротивлением четырехполюсника поразумевается со¬
противление между зажимами 2—2' при Ес = 0 (но с учетом внутреннего
сопротивления источника сигнала Z;). Сопротивление Z; рассматривается
при этом как нагрузка.
По аналогии с (5.23) при замене Zn на Z22 и ZH на Z; получаем
7	— 7
ЛВЫХ — ^22
^12 Z2j
(5.24)
При учете внутреннего сопротивления Z, источника сигнала под коэф¬
фициентом усиления следует подразумевать отношение Еа/Ес = Ке- Этот
коэффициент можно найти с помощью формулы (5.17) добавлением Z; к
Zu или Нп. Таким образом,
Ке = -^
	Z21 ZH
(Zn + Zj) (Z22-(-ZH)—Z12 Z21
и.
21
(Hn+Zi) (H22 + G„)-H^H21
»
При использовании У-матрицы нетрудно получить выражение
(5.25)
ZBX	1^21
Zj + ZBX У22 + Он
(5.26)
Выбор наиболее удобной для практики системы параметров зависит от
типа усилительного прибора и схемы его включения. Поясним это на примере
широко распространенного усилителя на транзисторе, включенном по схеме
с общим эмиттером (ОЭ) (рис. 5.7, а).
Особенностью работы транзистора в схеме с ОЭ является управление
током коллектора с помощью воздействия на ток базы. Кроме того, необхо¬
димо учитывать обратное воздействие выходного напряжения UBbIX на вход¬
ную цепь. Эти свойства транзистора удоб¬
но описываются уравнениями четырехпо¬
люсника (5.7). В связи с этим в теории и
технике транзисторных усилителей обще¬
принята матрица //-параметров, которой
соответствует схема замещения, показан¬
ная на рис. 5.2, в.
Выше было показано, что усилительная
способность активного четырехполюсника
в основном определяется безразмерным
Рис. 5.6. Обобщенная схема ак¬
тивного четырехполюсника с уче¬
том параметров источника сигнала
и нагрузки
148

ff
о
Рис. 5.7. Транзисторный усилитель (а) и его схема замещения (б)
параметром Нг1 (соответственно У21 и Z21). Для усилителя с 03 этот пара¬
метр совпадает с отношением токов р = /к//б. Он входит в паспортные
данные биполярного транзистора и обозначается символом Л21э.
В соответствии с новыми обозначениями схема замещения1 транзистор¬
ного усилителя принимает вид, показанный на рис. 5.7, б, а формулы (5.17),
(5.18) запишутся в виде
К.£ — -
K'~f
^]1 (^22~\~би) —/121э И12
^213 °Н
^22 "t" бн
(5.27)
(5.27')
Напомним, что hn имеет смысл входного сопротивления база—эмит¬
тер (при коротком замыкании выходной цепи), Л12 — коэффициент обратной
связи по напряжению (при разомкнутой входной цепи) и Л22 — выходная
проводимость транзистора (при разомкнутой входной цепи).
В новых обозначениях второе уравнение (5.7) принимает следующий вид
1К — h21a Iq -j-hS2 Е2 — h21i) 1б —йгг ивых,	\	(5.28)
где UBblx = I„ZH = —Е2 — напряжение, развиваемое на сопротивлении
ZH = 1/GH.
Далее, ток базы 1б можно представить в виде отношения Е-JZW где
ZBX—входное сопротивление транзистора (между зажимами база—эмиттер),
определяемое формулой (5.23).
Таким образом, при активных сопротивлениях, когда ZBX== RBX,
IK » (й‘д,//?вх) Ei —h2i UBbIX=S Ej hi2 UBbIX -*=■S Ei -+-й22 E2.	(5.29)
Заметим, что если задана характеристика /б (и6з), то тем самым задана
и характеристика /„ (%d) = р/б (ыбэ). s
Для схемы с 03, как ранее отмечалось, имеет место равенство Р«А21а,
поэтому параметр
■S =■ ~~~ ~ ^21з~ = тт	(5.30)
ДВХ
можно трактовать как крутизну характеристики /„ (ыбя) в точке ыбэ =
= ^БЭо-
На основании выражения (5.29) можно построить схему замещения вы¬
ходной цепи усилителя, показанную на рис. 5.8, а. Символом Rt на рис. 5.8, а
обозначено внутреннее сопротивление источника тока. Для транзистора в
усилителе с 03 Rt — 1 /Л22.
1 Инерционные свойства транзистора этой схемой не учитываются.
149

Из сравнения уравнения (5.30) с (5.1) следует, что введенный выше пара¬
метр S совпадает с параметром У.21 (для схемы с ОЭ). Подставив в (5.29)
1„ = —GH Е2 и разделив полученное уравнение на Е^ приходим к следую¬
щей формуле:
S/(Ae f GH) ■= А-лд /?вх (/I22 i GH),
которая отличается от (5.27) лишь внешне.
В тех случаях, когда проводимость h22 мала по сравнению с проводимо¬
стью нагрузки GH, можно пользоваться приближенными формулами
Кя»—S/GH з=—SZ„,	(5.31)
К/ /i-sxa.	(5.32)
Работа транзисторного усилителя по схеме с ОЭ в режиме малого сиг¬
нала иллюстрируется рис. 5.8, б. Амплитуда переменного тока коллектора
/„ во много раз меньше постоянного тока /ко. соответствующего напряжению
смещения U Бэ0-
Приведем аналогичный пример для усилителя на электронной лампе.
Схема простейшего усилителя на пентоде изображена на рис. 5.9, а.
При малом сигнале (режим линейного усиления) связь между анодным током
и напряжениями сетка—катод, анод—катод определяется соотношением
ia -- SuCK + (1 /R,) иак = S (uCb + DuaK),	(5.33)
где
s при Мск ___ £с0; „ак т= £ао;
Ш/ск
J	Ш я	7-*	Г*
—		 при «ск ~Ес0, иак -£а0,
Ri	dll ак
D = l/S/?i — проницаемость по управляющей сетке (соотношение справед¬
ливо при работе без сеточного тока).
Крутизна S характеристики /„ (исн) и внутреннее сопротивление пентода
Ri являются дифференциальными параметрами, определенными при незна¬
чительных отклонениях тока ta от исходного значения i'a0 в рабочей точке
на вольт-амперной характеристике пентода.
I
К1
а>
Рис. 5.8. Схема замещения коллек¬
торной цепи (а) и режим линейного
усиления колебания в усилителе с
ОЭ (б)
150

Ряс. 5.9. Простейший усилитель на пентоде (а) и схема замещения анодной цепи (б)
Знак плюс перед вторым слагаемым в выражении (5.33) выбран в связи
с тем, что иак в данном случае рассматривается как напряжение независимо¬
го источника.
Для тока цепи сетки можно составить выражение, аналогичное (5.33)
1С = (1/^Ск) wCK + Sca «ак.	(5.34)
В данном случае наиболее удобна система К-параметров.
Переходя к комплексным амплитудам и имея в виду общую схему заме¬
щения активного четырехполюсника (рис. 5.2,а), заменяем иск амплитудой
Ei входного гармонического сигнала, ток /с в цепи сетки — амплитудой
11( а ток ia — амплитудой 12 = 1а. Как и в предыдущем параграфе [см. вы¬
вод формулы (5.13')] полагаем Е2 = — 1 aZu = —Двых. Тогда уравнения
(5.1) и (5.3) запишутся так:
Ii =
[У\
R
Е, :
Sca E-г
*ск
•^са
S
ЕЯ/.
SE^-i-E*
^ г
(5.35)
При усилении слабых сигналов рабочая точка на характеристике
ia (ыРк)> как правило, устанавливается в области отрицательных напряжений
«сК. В этом случае ток сетки отсутствует, входная проводимость сетка—ка¬
тод практически равна нулю (RcK -* оо) и матрица проводимостей принима¬
ет вид
1П*
О О
S 1 R,
(5.36)
Таким образом, Yп - К12 — О, У21 = S, Y.Zi = l;Rj.
Матрице (5.36) соответствует схема замещения четырехполюсника
(трехполюсника), представленная на рис. 5.9, б.
Используя формулу (5.17), находим коэффициент усиления напряжения
^2		5	 	 ^ SRj ZH 	 р 2н
Е, _	I.'/?* +- l,'Z„ _ R, + Z„ ~~ Rt + ZH ’
(5.37)
где р = SRi — I D — коэффициент усиления лампы.
Из (5.37) видно, что усилительная способность лампы используется тем
полнее, чем больше отношение ZJRt. В холостом режиме (ZH -► оо) коэффи¬
циент усиления каскада
max	= —SR/	— S/G,-.
151

5.3.	ЧАСТОТНЫЕ И ВРЕМЕННЫЕ
ХАРАКТЕРИСТИКИ РАДИОЭЛЕКТРОННЫХ
ЦЕПЕЙ
Приведенные в предыдущем параграфе выражения (5.17), (5.18) для ко¬
эффициентов усиления Ке и К/ можно трактовать как передаточные функ¬
ции линейного активного четырехполюсника. Характер этих функций опре¬
деляется частотными свойствами параметров Z и Y.
Записав Кв и К/ в виде функций Ке (ш), К/ (йв), приходим к по¬
нятию передаточная функция линейного активного четырехполюсника
К(|'ш). Безразмерная в общем случае комплексная функция К(ш) явля¬
ется исчерпывающей характеристикой четырехполюсника в частотной обла¬
сти. Она определяется в стационарном режиме при гармоническом возбуже-
нии четырехполюсника.
Передаточную функцию часто удобно представлять в форме
К (но) = К (a>)ei4> (<л>.	(5.38)
Модуль К (ы) иногда называют амплитудно-частотной характеристикой
(АЧХ) четырехполюсника. Аргумент ф (со) называют фазо-частотной характе¬
ристикой (ФЧХ) четырехполюсника.
Другой исчерпывающей характеристикой четырехполюсника является
его импульсная характеристика g (t), которая используется для описания
цепи во временной области.
Для активных линейных цепей, как и для пассивных, под импульсной
характеристикой цепи g (t) подразумевается отклик, реакция цепи на воз¬
действие, имеющее вид единичного импульса (дельта-функции). Связь между
g (t) и К(7со) нетрудно установить с помощью интеграла Фурье.
Если на входе четырехполюсника действует единичный импульс (дельта¬
функция) ЭДС со спектральной плотностью, равной единице для всех ча¬
стот, то спектральная плотность выходного напряжения равна просто
К(гю). Отклик на единичный импульс, т. е. импульсная характеристика це¬
пи, легко определяется с помощью обратного преобразования Фурье, при¬
мененного к передаточной функции K.(tw)'.
оо
g (t) ~ —— Г К (ш>) еш d(M.	(5.39)
2л J
— ОО
При этом необходимо учитывать, что перед правой частью этого равенст¬
ва имеется множитель 1 с размерностью площади дельта-функции. В част¬
ном случае, когда имеется в виду б-импульс напряжения, эта размерность
будет [вольт х секунда].
Соответственно функция К.(йо) является преобразованием Фурье им¬
пульсной характеристики:
оо
К(йо) = ^ g(t)t~Mdt.	(5.40)
о
В данном случае перед интегралом имеется в виду множитель единица с
размерностью [вольт х секунда]-1.
В дальнейшем импульсную характеристику будем обозначать функцией
g (t), под которой можно подразумевать не только напряжение, но и любую
другую электрическую величину, являющуюся откликом на воздействие в
виде дельта-функции.
152

Как и при представлении сигналов на плоскости комплексной частоты
(см. §2.14), в теории цепей широко распространено понятие передаточной
функции КО0)1, рассматриваемой как преобразование Лапласа от функции
g (#):
оо
К 0°) = 5 g (0 е-р' dp.	(5.41)
о
Переходная функция цепи h (t) представляет собой отклик, реакцию
цепи на воздействие, имеющее вид «единичного скачка». Так как такое воз¬
действие является интегралом от единичного импульса (т. е. дельта-функции),
то и между h (t) и g (t) существует интегральное соотношение
t
h(t) = \ g(x)dx.	(5.42)
о
В последующих главах при анализе передачи сигналов через радиоце¬
пи в основном будет применяться импульсная характеристика g (t).
5.4.	АПЕРИОДИЧЕСКИЙ УСИЛИТЕЛЬ
Схема замещения простейшего апериодического резистивного усилите¬
ля представлена на рис. 5.10. Усилительной прибор обозначен в виде за¬
висимого источника тока SEj с внутренней проводимостью G, = l/Ri.
Емкость С0 включает в себя межэлектродную емкость активного элемента и
емкость внешней цепи, шунтирующие нагрузочный резистор RH — 1/GH.
Схема на рис. 5.10 является обобщенной, она применима к любому активно¬
му элементу.
Для транзисторного усилителя под крутизной S следует подразумевать
величину h.ns/RBX (см. § 5.2), а под G,- — параметр /i22. Подставив в формулу
(5.27) проводимость G* вместо /г22, а т^кже GH = 1//?н + шС0 = GH + t'(oC0,
получим передаточную функцию однокаскадного усилителя
Ki (ico)
	S		S/(Gj -f- С?н)
6;-}-Он + ссоС)	1 -f-('(oCo/(Gj + CH)
Ri max
1 + ifOTj
(5.43)
где
К] max — S{(Gi +GH)
(5.44)
— максимальный коэффициент усиления (при со = 0);	= C0/(Gt + GH) =
= R;jC0 — постоянная времени цепи, состоящей из конденсатора С0, шун¬
тированного резистором R3 = 1/(G£ + GH).
Рис. 5.10. Схема замещения ре¬
зистивного усилителя
Рис. 5.11. Амплитудно-частотная характери¬
стика апериодического усилителя, пред¬
ставленного на рис. 5.10
1	Здесь и в дальнейшем обозначения передаточной функции цепи, рассматривае¬
мой как преобразование Фурье или Лапласа от импульсной характеристики g (t), будут
различаться только аргументом К (tw) или К (р) (см. §2.13).
153

max
Vh-n
Запишем (5.43) в форме
Ki (ice) - - Ki (ш) е!'ч»<“> =
l /1 _J._ f л\1г _ \ 2
>«Pi (га)
(5.45)
откуда вытекают следующие выражения для амплитудно- и фазо-частотной
характеристик:
Кг (СО) - К\ шах/|/'1+(сот1)2)	(5.46)
Ф1 (со) = —arctg (OTj.	(5.47)
При изменении частоты со получается АЧХ, изображенная на рис. 5.11.
Полоса пропускания усилителя Д©ь определяемая по ослаблению на
границах до 1/|/^2 от максимального уровня (при со = 0), легко находится
из условия
Кг (Ащ) - Kmax/Kl+tAoW2 - КЛ шах/К2",	(5.48)
откуда Д cojTi = 1; Д©! = 1/Tj.
5.5.	КАСКАДНОЕ СОЕДИНЕНИЕ ИДЕНТИЧНЫХ
АПЕРИОДИЧЕСКИХ УСИЛИТЕЛЕЙ
Однокаскадный усилитель позволяет получить относительно небольшое
усиление — в десятки или сотни раз. Обычно требуется во много раз боль¬
шее усиление. Эта задача решается с помощью многокаскадных усилителей,
составленных из нескольких, обычно одинаковых, ступеней. Современная
микроэлектронная элементная база позволяет почти полностью исключить
влияние выходной цепи на входную. Это позволяет считать отдельные каскады
«развязанными», благодаря чему результирующая передаточная функция все¬
го усилителя может быть выражена произведением передаточных функций от¬
дельных каскадов, рассматриваемых порознь. Если к тому же все каскады
идентичны, то при общем их числе п передаточная функция всего усилителя
К„ (т) = [Ki (/©)]» - ( — -f'max Y1 = ( — 1У КпМ е‘«ф* <“>.	(5.49)
Здесь
^Н = ^тх/[1+К)ар/2	(5.50)
и
пф Дш) = —п arctg ©тх	(5.51)
представляют собой соответственно АЧХ и ФЧХ всего усилителя.
Из выражения (5.51) видно, что ФЧХ усилителя ф„ = /гф! совпадает по
форме с ФЧХ одного звена фь но ее масштаб по оси ординат возрастает в
п раз. Амплитудно-частотная характеристика Кп (“) изменяется по форме:
с увеличением п она становится острее.
Рассмотрим более подробно характеристики двухкаскадного усилителя.
При п — 2
Kz (to) ' К1 шах/[1 -f- (WTi)2].	(5.52)
Полоса пропускания Д©2, определяемая, как и ранее, по ослаблению
К 2 (©) на границах до 1/]/2 от максимального значения (при © = 0), долж¬
на отвечать условию 1 + (А©^)2 = |/2, откуда следует равенство
Д©2 тх = 1/ЛфЛ2 — 1 « 0,644.
• 154
(5.53)

Таким образом, полоса пропускания всего усилителя составляет 0,64
от полосы каждого из каскадов (Aco^ = 1).
При п = 3 АЧХ усилителя принимает вид
К3 И = К* шах/[1 +(ют1)2]3/2.	(5.54)
Полоса пропускания До3T! определяется из условия [1 + (AcogT!)2]3/2 =
= ]/2, откуда получается равенство
Дсо3 т! =)/^21''3 — 1 «0,51.	(5.55)
Нетрудно обобщить полученные результаты на любое значение п:
Дсоп е=)^21/'1 — 1.	(5.56)
В табл. 5.2 приведены значения Aav^ для различных п.
Обычно задается определенная полоса пропускания усилителя в целом.
Поэтому с увеличением числа каскадов полосу пропускания каждого из них
необходимо увеличивать. Например, при заданной полосе двухкаскадного
усилителя Да>2 полоса пропускания одного каскада, равная 1/ть должна быть
Aco2/0,644 = 1,55Дсо3 (см. табл. 5.2). Представляет интерес выявить зависи¬
мость формы АЧХ от п при заданной и неизменной полосе пропускания уси¬
лителя в целом. С этой целью обратимся к формуле (5.52) и представим зна¬
менатель правой части в виде показательной функции. Основываясь на со¬
отношении aN = eN 1по, записываем
-4-In[l+ (ит,)3]
[1+(сот112]«/2 = е 2	.	(5.57)
Обозначив (cot!)2 = х, представим In (1 х) в виде степенного ряда;
In(1 4-*) - x + V2*2 +Vd*3+ ••• при|х|<:1.	(5.58)
Из табл. 5.2 следует, что при л> 1 в пределах полосы пропускания
Ao)nT! величина cotj значительно меньше единицы, ах— (coti)2 1. Так,
уже при п = 3, х < 0,512 « 0,25 и второй член в разложении (5.58), т. е.
V2x2, не превышает « 0,03. Можно поэтому ограничиться лишь первым
членом в разложении (5.58): In (1 + х) « х= (cotj)2.
При этом (5.57) переходит в
-х-(<aTi> *
[1+(сотг)2]"/2«е 2
и модуль передаточной функции будет
К„(со)= КГшахе“'1Т1“2/2.	(5.59)
Итак, с увеличением п форма АЧХ приближается к колоколообразной.
Это свойство многокаскадного усилителя, составленного из идентичных, вза¬
имно независимых каскадов, часто используется Для построения фильтров с
колоколообразной АЧХ (гауссовских фильтров). Вопрос об усилении сиг-
Таблица 5.2
п
I
2
3
4
5
6
Д conTj
1
0,644
0,510
0,435
0,386
0,336
155

нала является при этом второстепенным, ос¬
новное значение имеет увеличение крутизны
скатов АЧХ, а также скорости убывания
«хвостов» АЧХ (см. §2.12).
При to = 1/j/Vni последнее выражение
приводит к соотношению
Кп (<*')= к? шахе-1/2.
Следовательно, величину Дсо0 = 1 /Упхх мож¬
но трактовать как полосу пропускания гаус¬
совского фильтра, определяемую по ослаб¬
лению АЧХ до е~х/2 = 0,606 от максималь¬
ного значения К\тах.
Если задана полоса фильтра Аш0, то по¬
лоса пропускания одного каскада должна
быть AtOj = 1/tj = |/я Ato0.
Определим ФЧХ подобного фильтра. В общем случае ФЧХ определяет¬
ся формулой (5.53). Учитывая, однако, что toTj 1 [см. рассуждения, при¬
водящие к формуле (5.59)], можно исходить из упрощенного выражения
ср„ (со) « —ЛСЙТ!.	(5.60)
Таким образом, окончательно передаточная функция л-каскадного
усилителя-фильтра (при п 1)	^
К„М«^шахе-“1/2“Ве-^т‘	(5.61)
[множитель (—1)" опущен].
Амплитудно- и фазо-частотная характеристики шестикаскадного
усилителя изображены на рис. 5.12. АЧХ одного каскада, а также шести¬
каскадного усилителя, вычисленные по точным формулам (5.46) и (5.49),
показаны штриховой линией. Последняя получается возведением в шестую
степень характеристики одиночного каскада. Характеристика соответствую¬
щего гауссовского фильтра, вычисленная по приближенной формуле (5.59), по¬
казана сплошной линией.
Рис. 5.12. Амплитудно- и фазо¬
частотная характеристики ше¬
стикаскадного усилителя
5.6.	РЕЗОНАНСНЫЙ УСИЛИТЕЛЬ
Схема простого резонансного усилителя на транзисторе с ОЭ (рис. 5.13, а)
отличается от апериодического усилителя только цепью нагрузки. В данном
случае нагрузкой является резистор Rm, шунтирующий параллельный коле¬
бательный контур L С. Как правило, потерями мощности в катушки индук¬
тивности L и конденсаторе С можно пренебречь по сравнению с мощностью,
выделяемой в резисторе Rm. При этом условии полная проводимость нагруз¬
ки (между зажимами 1—2)
GH = Сш йоС + 1 /tcoL.
Приведем основные параметры контура LC с шунтом
резонансная частота юр = 1/]ALC;
характеристическое сопротивление р = V'.UC = topZ. =
затухание ак = \t2RsnC\
постоянная времени тк = 2RmC = 1/ак;
Rm Rm
добротность Q —
ЮрТк
1/о)р С
Фр
?ак
Rm-
1/юрС;
156

л
Рис. 5.13. Резонансный усилитель (а) и схема замещения коллекторной цепи (б)
Исходя из схемы замещения усилителя (рис. 5.13, б) и основываясь на
формуле (5.27') (с заменой /г22 на Gf), определяем передаточную функцию
усилителя
Ке О’ю) —
S
G; 4 G„
	S
Gt 4 Gm -f- mC -f-1 /toL
S_
C
X
X
ко
(G( -|-Gm)
C
ia>4(io))a4
1
LC
(5.62)
Слагаемое (G; + Gm)/C = \/RaKC — 2аэк в знаменателе выражения
(5.62) учитывает шунтирующее влияние активного элемента на затухание
контура.
С учетом приведенных выше обозначений параметров контура переда¬
точная функция (5.62) приводится к виду
Ке О’ш) —
или
S 	/со
~С (,<0)2 +2аэк ко 4- со*
Ке (/>)=--£
	р
Р24-2авкр + соа'
(5.63)
(5.64)
Для высокодобротных контуров основным параметром является зна¬
чение передаточной функции усилителя на частотах, близких к резонансной
частоте сор. В этом случае выражение (5.63) можно привести к виду
К (too)
S__\	1
G 2аэк ,	, 2 (со—сор) Л
1 т-1	~ V3K
01 р
= -/Сп
I -(-t (со — СОр) тэк
,(5.65)
где /Стах = S/(Gt + Gw)— максимальное усиление (на частоте ш.= сор);
тэк — постоянная времени контура с учетом влияния внутренней проводи¬
мости активного элемента G,-.
Величину
2	(со сор] л ,	,
^эк	Qsk “ (® мр) ^эн
сор
часто называют обобщенной расстройкой
Итак, выражение (5.65) можно записать в форме
К (tco) *	-m^~- е~ 'arctg "эк - _ % /а \ е-'ф (вю)
V >+«!«
(5.66)
контура.
(5.65')
157

Рис. 5.14. Амплитудно- и фазо-ча¬
стотная характеристики одноконтур¬
ного резонансного усилителя
Характеристики К (аак) и 4 (°эк)
резонансного усилителя представлены
на рис. 5.14.
Относительная полоса пропускания
резонансного усилителя, определяемая
по ослаблению амплитуды на границах
полосы до 1 \г2 от максимального уров¬
ня (при аяк — 0) и выраженная через
обобщенную расстройку а„к, равна 2
(см. рис. 5.14). Для перехода от безраз¬
мерной относительной полосы пропуска¬
ния 2 к размерной полосе 2Асо0 .поло¬
жим в (5.66) |аяк| = 1, а |Д со| =- Аю0.
Тогда
2A(d0 — мо/1?эк>
где Q3k, как это следует из (5.66), доб¬
ротность нагруженного контура.
В заключение приведем упрощенное
выражение для импульсной характери¬
стики резонансного усилителя
g (£)«*(—S/С) е (/Так cos сор t. (5437)
Сопоставление выражений (5.65) и (5.43) указывает на то, что переда¬
точную функцию резонансного усилителя можно получить посредством
сдвига передаточной функции соответствующего апериодического усилите¬
ля на оси частот на величину сор. Следует лишь постоянную времени Xj —•
= C0/(Gj 4 G) приравнять величине тэк.
Все сказанное можно распространить также и на каскадное соединение
идентичных резонансных усилителей. Приведенная формула (5.61) позволяет
сразу написать аналогичное выражение для передаточной функции резо¬
нансного п-каскадного усилителя (фильтра)
К„ (Йо) ~ /\ 1 ,11 ах е
(“- <’>p)72Aw0п е-,Л *®р) тэк>
(5.68)
где Асо0„ 1 /1 пта„ ^ Ао)0 I л, а Асо0 — полуширина полосы одного кас¬
када.
5.7.	ОБРАТНАЯ СВЯЗЬ В АКТИВНОМ
четырехполюснике
При анализе линейных усилителей в § 5.2—5.6 на базе матриц пара¬
метров эквивалентных четырехполюсников основное внимание уделялось
параметрам К21, Z21, Н21, поскольку именно эти параметры определяют уси¬
лительную способность активного четырехполюсника. В реальных, не пол¬
ностью однонаправленных активных четырехполюсниках приходится счи¬
таться с воздействием выходного колебания на вход усилителя.
Пусть в рабочем режиме усилителя напряжение и ток на выходе будут
Е2 и 12. Рассматривая-эти величины как результат внешнего воздействия со
стороны выхода, можно определить 1{ и Ег на входе с помощью схемы заме¬
щения (рис. 5.15). На этой схеме зажимы 1—Г, к которым подключен вход¬
ной источник сигнала, условно замкнуты накоротко, а под напряжением,
действующим на зажимах 2—2', подразумевается Е{ -- —Zt 1J, т. е. паде¬
158

ние напряжения на внутреннем сопротивлении источника Z*, создаваемое
током Ii.
Уравнения j5.4) при обозначениях рис. 5.15 записываются в форме
И -f К22 12, откуда нетрудно по-
(5 69)
Ei --- -
-Z; ij — Zui; н- z1212,
е2
— Z2j 1J -f z22
лучить
соотношение
jyr Zj
е2
^22'—%\2 %21 ~Т
Z‘i 2 Zj
bZ-t-Zn
Напряжение Ei часто называют напряжением обратной реакции
или напряжением обратной связи. Элементом обратной связи является Z12.
При представлении эквивалентной схемы четырехполюсника с помощью У
или Я-матрицы элементами обратной связи являются соответственно пара¬
метры У12 и Я12.
Рассмотренную обратную связь, обусловленную физическими пара¬
метрами усилительного прибора, можно назвать внутренней обратной свя¬
зью. Как правило, она приводит к нежелательным явлениям — зависимости
параметров входной цепи усилителя от элементов нагрузки, к опасности на¬
рушения устойчивости при некоторых условиях и т. д.
Рассмотрим основные понятия, касающиеся применения в усилителях
внешней обратной связи. Наиболее простым способом ее осуществления яв¬
ляется соединение выхода усилителя со входом при помощи двухполюсника
(рис. 5.16). При соединении выхода со входом с помощью двухполюсника
обратной связи Уос по схеме на рис. 5.16, а основной четырехполюсник це¬
лесообразно описывать с помощью У-матрицы. Учитывая очевидное равен-
К — М — Кос (Е2 — Ei), а также соотношения между 1(, 12 и Еь
ство
Е
в виде уравнений (5.1), приходим к новой системе уравнений
К — (Кii	Yос) Et -f (К 12 — Кос) Е2,
12 =: (У21 — Кос) Ej -j- (К22 4- Кос) Е2
(5.70)
Таким образом, четырехполюснику с обратной связью по схеме на
рис. 5.16, а соответствует матрица проводимостей
1К)' —
Кц + К ос
Yn-Y0,
Кп-К,
К'22 Ь К0(.
(5.7.1)
из которой следует, что подключение двухполюсника Уос изменяет все эле¬
менты матрицы, в том числе и элемент обратной связи (У12 — У0 вместо
Ki2).
Аналогично можно показать, что включение двухполюсника Zoc по
схеме на рис. 5.16, б приводит к матрице
[ZY =
Кц + Z0
-21 '
Zj2
Zn -
(5.72)
В схеме на рис. 5.16, а дополнительный ток, поступающий с выхода на
вход по цепи обратной связи, равен (Е2 — Ei) Кос; так как в усилителях
обычно Е2 Ех, то этот ток приближен¬
но равен Е2 Уос, т. е. пропорционален
выходному напряжению. Поэтому схему
на рис. 5.16, а можно называть схемой А	1—оz„ 	оЗ
с обратной связью по напряжению. В
схеме на рис. 5.16, б, в которой напря¬
жение обратной связи пропорциональ¬
но выходному току, осуществляется Рис 5,5 к обратной ции
обратная связь по току. Можно, оче- в усилителе
"•	1 | 2
Zf1 Z,2
*Г-2СЦ
	гг
ZZ1 Z22
159

Рис. 5.16. Схема усилителей с обратной связью:
а) по напряжению: б) по току
видно, осуществить комбинированную обратную связь — по напряжению
и по току одновременно.
Различают два вида обратной связи: отрицательную и по¬
ложительную. Если введение обратной связи увеличивает коэффи¬
циент усиления цепи в какой-либо области частот, то обратная связь
для этих частот положительна, в противном случае — отрицательна»
Поясним применение выражений (5.70), (5.71) для схемы транзистор¬
ного усилителя с ОЭ при Кос = l/R0o (Рис- 5.17).
Основываясь на формуле (5.17), в которой К21 заменяем величиной
К21 — Yoe, а К22 — величиной К22 + Кос 1см. (5.71)], определяем коэффи¬
циент усиления напряжения
К Е =
Y ai —Y ос
(У>а + Уоо) 4" Оя
(5.73)
Проводимости F21 и Y22 — вещественные и положительные величины.
То же самое относится и к Y<lc = 1 /Rco, GH = 1 IRn. Очевидно, что вычита¬
ние из числителя и добавление к знаменателю дроби в (5.73) Y0c приводит к
уменьшению коэффициента усиления (по модулю), т. е. в рассматриваемом
случае обратная связь отрицательна. Это объясняется противофазностью
выходного и входного напряжений в резистивной схеме с ОЭ (см. § 5.4).
Ток через Roc	ЕJR0C = — \zRJRoc, направленный с выхода на вход,
уменьшает ток 1б и, следовательно, Е2.
Можно показать, что аналогичное подключение двухполюсника Кос =
= 1//?ос к усилителю, работающему по схеме с ОБ, когда напряжения Е2
и Ei совпадают по фазе, приводит к положительной обратной связи.
На рис. 5.18 изображена структурная схема усилителя с внешней об¬
ратной связью по напряжению, осуществляемой с помощью вспомогатель¬
ного четырехполюсника Кос (»®).
^ое
Рис. 5.17. Пример схемы заме¬
щения усилителя с ОЭ с внеш¬
ней обратной связью
160

Как усилитель Ку (/©), так и четырех¬
полюсник Кос (/<*>) предполагаются полностью
однонаправленными, Подобное представление
имеет смысл в тех случаях, когда входное со¬
противление четырехполюсника Кос (tco) доста¬
точно велико, чтобы не нагружать усилитель
Ку (/со); выходное сопротивление четырехпо¬
люсника Кос
Jl
(г со) должно быть достаточно ма¬
лым по сравнению с входным сопротивлением
усилителя Ку (/ы). При этих допущениях передаточную
Ко (to)=U/E
Кц (т)
Кос и®)
<
-О
и
-о
Рис. 5.18.
усилителя
Структурная схема
с обратной связью
функцию системы
(5.74)
можно найти с помощью следующих очевидных соотношений. Напряжение
на выходе четырехполюсника обратной связи
иос = Кос (ив) и.	(5.75)
Напряжение на входе усилителя Ку (/«>) равно сумме входной ЭДС Е
и напряжения обратной связи U00.
Следовательно, напряжение на выходе всей цепи
U « Ку (/со) (Е + Uof) = Ку (/со) [Е + Кос (/«) U],
Решая это уравнение относительно U, получаем
у __ 	Ку О со)	р
1 Ку (/со) Кос (/со)
откуда следует, что
К,, (/«) = —■
Ку (/со)
1 — Ку (гео) Кос (/со)
(5.76)
Это выражение является основным для системы с обратной связью;
Ко (/со) иногда называют общей передаточной функцией,
или передаточной функцией замкнутой системы.
Произведение же Ку (/со) К0с (/“). имеющее смысл передаточной функции
каскадного соединения четырехполюсников Ку (/со) и Кос (го))> называют
передаточной функцией разомкнутой системы.
При замене /ю на р получаем передаточную функцию замкнутой цепи в
операторной форме
Ко (р) = Ку (p)n 1 - Ку (р) Кос (рЯ	(5.77)
Сопоставление Ко (/со) с Ку (/со) позволяет определить знак обратной
связи в общем случае, когда эти функции являются комплексными. Если на
какой-нибудь частоте имеет место неравенство К„ (со) < Ку (ю), т. е. если
введение обратной связи приводит к уменьшению усиления, то обратная
связь на данной частоте отрицательна, в противном случае — положитель¬
на.
При Ку (/со) Кос//®) = ^ усиление Ко (/®) становится бесконечно боль¬
шим. Это означает, что цепь становится неустойчивой и для исследования ее
поведения необходимо использовать другие методы, так как выражения
(5.74)—(5.76), относящиеся к стационарным режимам, теряют смысл.
Случай неустойчивого состояния покоя (при изучении свойств автоко¬
лебательных систем) рассматривается в гл. 9. В данной главе изучаются
только устойчивые цепи. Условия устойчивости будут сформулированы в
§ 5.9 после изложения основ теории устойчивости линейных цепей с обрат¬
ной связью.
б З.к. 1326
161

5.8.	ПРИМЕНЕНИЕ ОТРИЦАТЕЛЬНОЙ ОБРАТНОЙ
СВЯЗИ ДЛЯ УЛУЧШЕНИЯ ХАРАКТЕРИСТИК
УСИЛИТЕЛЯ
Рассмотрим влияние обратной связи на следующие параметры усилите¬
ля:
стабильность коэффициента усиления;
уровень нелинейных искажений сигнала, обусловленных кривизной
вольт-амперной характеристики усилительных приборов;
равномерность частотной характеристики в заданной полосе частот.
1.	ВЛИЯНИЕ ОС НА СТАБИЛЬНОСТЬ УСИЛЕНИЯ
Пусть в линейной цепи, находящейся под действием гармонической
ЭДС и охваченной обратной связью, произошло изменение какого-либо пара¬
метра: модуля или аргумента коэффициентов усиления Ку (ш) или Кос (£©)•
Причинами этого изменения могут быть непостоянство напряжений источ¬
ников питания усилителя, изменение температуры окружающей среды, ме¬
ханические вибрации, приводящие к изменению электрических параметров
устройства и т. д. Выясним, как влияет обратная связь на^относительное
изменение выходного сигнала. Сначала рассмотрим случай, когда нестабиль¬
ность имеется в цепи прямого усиления. Для упрощения анализа исходим из
условия, что до изменения режима работы коэффициенты передачи Ку (гео)
и Кос (tc0) являлись чисто действительными величинам Ку и Кос, так что
коэффициент передачи замкнутой цепи определялся выражением
К0 = Ку/(\-КуКос).	(5.78)
Пусть обусловленное нестабильностью изменение заключается в том,
что коэффициент Ку изменился на малую величину А/Сг В отсутствие обрат¬
ной связи это привело бы к относительному изменению амплитуды выходного
напряжения равному АК,у!Ку (амплитуда ЭДС на входе считается не¬
изменной).
Для определения относительного изменения амплитуды при наличии
обратной связи продифференцируем выражение (5.78) по Ку-
dK0 _	1	_ /Су	1	1_
dKy (1-/Су/Сос)2	(1-КуК0с) (I-/Су/Сор.) /Су '
откуда
dKg 	 	1	dKy
/Со 1	' /Су /Сор /Су
Из этого выражения видно, что относительное изменение выходного на¬
пряжения при наличии обратной связи (т. е. величина dKJKg) может силь¬
но отличаться от изменения, которое имело бы место в ее отсутствие.
Если обратная связь отрицательна (КуКос < 0), имеет место ослаб¬
ление нестабильности системы
dK№	1	dKy
/Со 1 + | /Су /Сое I /Су
При положительной обратной связи нестабильность увеличивается:
dKg _	1	dKy
Kg 1—| /Су Кос I /Су
Отсюда следует, что для повышения стабильности усиления цепи целе¬
сообразно вводить отрицательную обратную связь. Это широко используют
162

в современной радиоэлектронике. Абсолютную величину \КУК0С\ в зависи¬
мости от требований к стабильности системы доводят до 100 и более. При этом,
естественно, в (1 + |/Су/еос1) раз уменьшается и усиление цепи К0. Это
уменьшение может быть скомпенсировано увеличением Ку (например, уве¬
личением числа каскадов в кольце, охваченном обратной связью).
Введем в рассмотрение нестабильность в цепи обратной связи. Для
этого продифференцируем выражение (5.78) по К(и.:
dKg  	Ку ( — Ку)   	Ку	 д-
dKoc	( 1	Ку К0с)2	~ 1-Ку/Гос
откуда
dKg _ Ку Кос dKpc
Kg 1—Ку К0с Кос
В случае отрицательной связи при |/Су/С„с| > 1'
dKg ^ dKoc
~к7 7 _ Кое
Из этого соотношения видно, что влияние на Кд нестабильности в са¬
мой цепи Кос не ослабляется обратной связью; нестабильность замкнутой
цепи с отрицательной обратной связью при |/Су/Сос I * равна нестабиль¬
ности величины Кос-
Следовательно, при применении отрицательной обратной связи осо¬
бое внимание следует обратить на повышение стабильности четырехполюс¬
ника КоС- Это требование распространяется как на модуль, так и на аргу¬
мент (т. е. на фазовую характеристику) передаточной функции цепи. В прак¬
тике выполнение этого требования облегчается тем, что основные дестабили¬
зирующие факторы имеются в прямом усилителе Ку, содержащем активные
элементы и элементы нагрузки; четырехполюсник же Кос, обычно представ¬
ляющий собой простую пассивную цепь, может быть сделан достаточно ста¬
бильным.
2.	ОСЛАБЛЕНИЕ НЕЛИНЕЙНЫХ ИСКАЖЕНИЙ
С ПОМОЩЬЮ ОТРИЦАТЕЛЬНОЙ ОС
Выясним влияние отрицательной обратной связи на нелинейные иска¬
жения, которые возникают в основном усилителе из-за кривизны характе¬
ристик активных элементов. При гармоническом напряжении на входе эти
искажения проявляются в виде высших гармонических составляющих уси¬
ливаемого сигнала. Допустим, что в отсутствие обратной связи, при пода¬
че на вход ЭДС Еъ на выходе усилителя амплитуда напряжения основной
частоты равна, U 1( а амплитуда напряжения одной из гармоник Un. Усили¬
тель с искажениями можно представить в виде идеального линейного усили¬
теля, на входе которого действует «генератор гармоник» (рис. 5.19).
При этом отношения EJEг и UJUг одинаковы, так как коэффициент
усиления Ку (©) считается одинаковым как для основной частоты, так и
для частоты л-й гармоники. Таким образом, амплитуда ЭДС эквивалентного
генератора Еп должна быть равна UjKy
При введении отрицательной обратной связи для получения на выходе
прежней амплитуды Ux входную ЭДС Е1 необходимо увеличить в (1 + |/Су/Сос1)
раз, как это вытекает из формулы (5.78). Это отражено на рис. 5.20 введе¬
нием дополнительного усилителя с коэффициентом усиления (1 4 |/СуЛ'ос|).
Следует, однако, иметь в виду, что напряжение основной частоты, действую¬
щее непосредственно на зажимах 3—остается таким же, как и в схеме без
6*
163

отрицательной обратной связи, представленной на рис. 5.19. Действитель¬
но, рассматриваемое напряжение является разностью между ЭДС Ег —
— Ег (1 + I^CyKocI), действующей на зажимах 2—2' (рис. 5.20), и напря¬
жением обратной связи |/£ос| Ulf т. е.
Е3 = Е2—Кос Ux = £!(! + \КУ || К„с |)-| Кос \Ui-
Но Ег |/Су I есть не что иное, как 1/г (см. рис. 5.19). Следовательно,
Еа	-1- Ех | Ку | |Коо I -I /Сос | Ux -
Напряжение же п-й гармоники на входе усилителя с учетом напряжения
обратной связи — UnKoc будет равно разности Еп — |^oc| Un, а на выхо¬
де усилителя
ип = \Ку\(Еп~\К0С\ип),
откуда
U*—\Ky\ ^п/О + I Ку Кос !)•
Таким образом, отношение
U п _. 	I К у | Е, |	Еи £,
с, ~ (l + IKyKocl)IKyl£, “H-IKyKocI
получайся в (1 Н— \КУК0С\) Раз меньшим, чем в отсутствие обратной связи.
Правда, это улучшение достигается ценой увеличения в (1 + |/Су^ос1)
раз напряжения, подводимого к зажимам 2—2' (рис. 5.20).
Относительное ослабление напряжения высших гармоник можно по¬
яснить еще и следующим образом: введение отрицательной обратной связи
приводит к уменьшению усиления в (1 + |/СуАГ0С |) раз в одинаковой мере
для полезного сигнала и для гармоник, однако это уменьшение усиления
компенсируется только лишь для полезного сигнала. В предварительном
маломощном усилителе нетрудно обеспечить линейный режим работы.
Проведенное выше рассуждение может быть распространено на все гар¬
моники усиливаемого напряжения.
Применение отрицательной обратной связи позволяет помимо ослабле¬
ния нелинейных искажений понизить при некоторых условиях и уровень
фона, создаваемого пульсацией питающих напряжений.
Итак, все побочные колебания, возникающие в самом усилителе
из-за нелинейности характеристик усилительных приборов и из-за несовер¬
шенства источников питания, ослабляются отрицательной обратной связью
в (1 + \КуКос\) раз.
Если усилитель состоит из нескольких каскадов, стремятся охватить
обратной связью весь усилитель в целом, как это показано, например, на
рис. 5.21. При этом, однако, усложняется обеспечение устойчивости усили-
Рис. 5.19. Учет нелинейных нс- Рис. 5.20. К объяснению эффекта снижения
кажений в усилителе с помо- уровня побочных гармоник в усилителе с от-
щью эквивалентного генерато- рицательной обратной связью
ра гармоник
164

Рис. 5.21. Многокаскад¬
ный усилитель с отрица¬
тельной обратной связью
теля из-за возрастания суммарного фазового сдвига в кольце, особенно при
наличии трансформаторов, обладающих индуктивностью рассеяния.
В тех случаях, когда удается построить многокаскадный усилитель без
трансформаторов, а также при небольших паразитных емкостях можно реа¬
лизовать схему изображенную на рис. 5.21. Такие условия встречаются,
например, в транзисторных* усилителях звуковых частот.
3.	ВЛИЯНИЕ ОБРАТНОЙ СВЯЗИ НА АЧХ
Рассмотрим в заключение влияние отрицательной обратной связи на
АЧХ усилителя. Непосредственно из выражения (5.76) следует, что при
|Ку (ш) Кос (»'“>) I » 1
/Со и » ШосИ-	(5.81)
Если в заданной полосе частот обеспечивается постоянство /Сос(со),
то Ко (®) = const. Таким образом, задача сводится к выравниванию АЧХ
пассивного четырехполюсника обратной связи, что значительно легче, чем
устранение неравномерности характеристики усилителя /Су (со).
В промежуточных случаях, когда Ку Кос измеряется несколькими еди¬
ницами, предельное соотношение (5.81) не достигается, однако характери¬
стика Ко (®) становится значительно равномернее, чем Ку (ю). Это иллюстри¬
руется рис. 5.22.
На рис. 5.22, а штриховой линией воспроизведена АЧХ апериодическо¬
го усилителя, рассмотренного в §5.4 (см. рис. 5.10). При введении отри¬
цательной обратной связи с вещественным коэффициентом Кос передаточная
функция усилителя в соответствии с (5.76) и (5.44) будет
К„ (ко) =			Ех™*
1 — Кос Ку (/со)	(1 +1 Кос Ку max |) + (СоСо/О; -J-G)
а модуль, т. е. АЧХ,
(5.82)
К (т)  	КУ max
°	1/0+1 КосКу max /)2 + сог [C0/(G, + G)]*
(показана на рис. 5.22, а сплошной линией). Характеристика построена
при следующих данных:-/Су тах = 50, \К0С\ = 0,05.
Таким образом,
/СоИ = —	50
1/(1+2.5 )2+[<оС0/(Ог+G))2
Как и следовало ожидать, кривая Ко (©) расположена ниже, чем Ку (®)
(на всех частотах). Это является результатом подачи напряжения с выхода
усилителя на его вход в противофазе с входным напряжением. На частотах,
близких к нулю,
Ко шах — '
'У шах
1+1 Кос К у max I
50
1 +2,5
1
3,5
Ку
max 1
т. е. усиление уменьшается в 3,5 раза.
165

Однат'0 характеристика К0 (®) значительно равномернее, чем Ку (ш).
Это видно из нормированной частотной характеристики Ко (w)//\om ах
(см. рис. 5.22, а, штрихпунктирная линия). Итак, введение отрицательной
обратной связи для стабилизации коэффициента усиления и ослабления
нелинейных искажений одновременно выравнивает АЧХ усилителя.
Заметим, что требуемую полосу пропускания можно получить и без
отрицательной обратной связи, соответствующим образом уменьшая сопро¬
тивление нагрузки R. Однако при этом остальные параметры усилителя —
стабильность и нелинейность усиления — были бы ухудшены.
Соответственно характеристике Ко (гс0) изменяется и импульсная ха¬
рактеристика усилителя. Действительно, записав выражение (5.82) в форме,
совпадающей с (5.43):
Ко М =
1 +
Ку щах
1 +1 К ос Ку тдх I
i(i)C о	1
Gi~\~G 1 +1 Кос Ку max I
Ку щах
1 + I Кос Ку max /
1 -f- КОТэк
видим, что обратная связь приводит к изменению эквивалентной постоянной
времени: вместо C0/(G* + G) получаем
т _ Go	j	_	т
ак G, + G 1+| Кос Ку max I 1+1 КосКу max I
При | Кос Ку max Iе 2,5
		1 С0 	 х
Тяк- 3,5 G; + G ~ 3,5 '
Заметим, что максимальное значение усиления (при ш = 0) уменьша¬
ется в такое же число раз. Таким образом, если в отсутствие обратной свя¬
зи импульсная характеристика рассматриваемого усилителя запишется в
виде
*(*) =
Кушах ех» Г  (G; + G) t I
Co/(Gt + G) F[	C0 J’
то при введении отрицательной обратной связи
go(t) =
Кушах , exp
C0/(G, + G)
(1 + 1 Кос Ку щах I) t
Co/(Gj + G)
Нормированная импульсная характеристика g„ (t) при нескольких
значениях параметра \КосКу maxi изображена на рис. 5.22, б.
Рис. 5.22. Амплитудно-частотная (а) и импульсные (б) характеристики усилителя с от¬
рицательной рбратной связью
166

Как и следовало ожидать, введение отрицательной обратной связи
(Кос ^утах< 0). расширяющее полосу пропускания цепи, приводите бо¬
лее быстрому убыванию импульсной характеристики. При положительной
обратной связи (Кос Кушах > 0) убывание g0 (t) замедляется. Штриховой
линией на рис. 5.22, б показана импульсная характеристика при Кос X
X Кушах > 1, соответствующая неустойчивому режиму (см. §5.9).
5.9.	УСТОЙЧИВОСТЬ ЛИНЕЙНЫХ АКТИВНЫХ
ЦЕПЕЙ С ОБРАТНОЙ СВЯЗЬЮ.
АЛГЕБРАИЧЕСКИЙ КРИТЕРИЙ УСТОЙЧИВОСТИ
В реальной цепи, охваченной обратной связью, всегда имеются реактив¬
ные элементы, накапливающие энергию. Даже в усилителе на резисторах
имеются такие элементы (паразитные емкости схемы и усилительных при¬
боров, индуктивности проводов и т. д.). Реактивные элементы создают до¬
полнительные фазовые сдвиги. Если на какой-либо частоте эти сдвиги дают
в сумме дополнительный угол в 180°, то обратная связь из отрицательной
превращается в положительную и создаются условия, при которых возни¬
кает паразитная генерация.
Это обстоятельство во многих случаях существенно ограничивает эф¬
фективность применения обратной связи, так как при больших значениях
|КуКос1 для устранения паразитной генерации требуются специальные фа¬
зокомпенсаторы и другие устройства, уменьшающие крутизну ФЧХ в кольце
обратнойсвязи. Однако часто оказывается, что введение в схему новых эле¬
ментов приводит лишь к сдвигу частоты паразитной генерации в область
очень низких или очень высоких частот.
Итак, применение обратной связи тесно связано с проблемой обеспече¬
ния устойчивости цепи.
Для правильного построения цепи и выбора ее параметров большое зна¬
чение приобретают методы определения устойчивости цепи. В настоящее вре¬
мя известно несколько критериев, различающихся больше по форме, неже¬
ли по существу. В основе большинства этих критериев лежит критерий устой¬
чивости решений дифференциального уравнения, описывающего исследуе¬
мую цепь.
Пусть линейное однородное уравнение для цепи с сосредоточенными
(и постоянными) параметрами задано в форме
dn х , d‘
		+bi
dtn
n~' x , , d“~2.
"Г b2 ■
dt
n — 1
dtn-
+	+ bn-!
dx
dt
b„ x = 0.
(5.83)
где x — ток, напряжение и т. д., а постоянные коэффициенты b0, blt b2, ...
..., bn — действительные числа, зависящие от параметров цепи.
Решение уравнения (5.83), как известно, имеет вид
х= У At ер'*,
»=I
где At — постоянные, а р\ — корни характеристического уравнения
b0pn + b1pn-' -rb2pn-'2+ ...+bn~ip + bn = 0.	(5.84)
Условие устойчивости состояния покоя цепи заключается в том, что
после прекращения действия внешних возмущений цепь возвращается в ис¬
ходное состояние. Для этого необходимо, чтобы возникающие в цепи при на¬
рушении состояния покоя свободные (переходные) токи и напряжения были
затухающими. А это, в свою очередь, означает, что корни ри р%, ..., рп урав¬
167

нения (5.84) должны быть либо отрицательны¬
ми действительными величинами либо ком¬
плексными величинами с отрицательными
действительными частями. Из этих простых
физических представлений вытекает следую¬
щий фундаментальный критерий устойчивости
любых линейных систем1: система устой¬
чива, если действительные части всех корней
характеристического уравнения отрицатель¬
ны. Заметим, что левая часть характеристи¬
ческого уравнения (5.84) представляет собой не что иное, как знамена¬
тель передаточной функции цепи, записанной в форме
Рис. 5.23. К примеру опреде¬
ления устойчивости усилителя
с обратной связью
к{р) -	?п + 01 рП	• • • + в"-1 Р+Ч , rt<m
ЬоРт + Ь1рт 1 + ... -\-bm-1 p+6m\
(5.85)
Таким образом, корни характеристического уравнения цепи являются
полюсами передаточной функции К(р) этой цепи.
Отсюда следует, что сформулированные выше условия отрицательности
действительных частей корней равносильны следующему положению:
для устойчивости цепи необходимо, чтобы передаточная функция К(р) не
имела полюсов в правой полуплоскости комплексной переменной р.
Это хорошо известное из теории цепей положение можно распростра¬
нить и на передаточную функцию Ко (р) цепи с обратной связью. Поясним
это на примере резонансного усилителя с обратной связью (рис. 5.23).
Передаточную функцию (по напряжению) усилителя определим по формуле
(5.70):
Ку (Р) =
С р2 + 2аакр + со2
а передаточную функцию цепи обратной связи Кос (р) приравняем ±M/L, где М —
взаимная индуктивность.
Тогда передаточная функция усилителя, охваченного обратной связью,
Ко (р) =
Ку (Р)
'+Ку(р)К0с	С p2-f-(2a3K-f-Koc‘S/C)p-f-M2
Находим корни уравнения р2 + (2аак + Кос S/C) р -f- top = 0
Кос ‘
Р 1,2 =
2 С
db i
|/ ч-
аак +
K0CS
2 С
Рассмотрим два возможных случая: отрицательной и положительной обратной
связи.
Для создания отрицательной обратной связи произведение КуКос должно быть
отрицательной величиной. Поскольку Ку (гео) при со = сор, т. е. при резонансе, явля¬
ется отрицательной величиной, то коэффициент К0с должен быть положительной ве¬
личиной: Кос — -f M/L. При этом действительные части обоих корней pj и р2
Re (Pi,,) — —(изк-\- MS/2LC)
отрицательны при любом значении М.
При положительной обратной связи К0с ~ —M/L\
MS \ (' < 0 при MS/2LC < аэк,
2LC ) 1 > 0 при MS/2LC > аэк.
Re (Pi.a) — — аэк
(5.86)
1 Это фундаментальное положение было обосновано А. М. Ляпуновым, который
в 90-х годах прошлого века заложил основы теории устойчивости. Рассматриваемый
вопрос об устойчивости состояния покоя системы является частным случаем общей те¬
ории устойчивости Ляпунова.
168

Итак, при отрицательной обратной связи рассматриваемая цепь устойчива при
любом значении М, а при положительной обратной связи — только при выполнении
условия
1 Кос I
М	2 Саэк
L < S
	1	1_
SRm	К у max
где Kymax ~ SRm = 5/0ш — коэффициент усиления на резонансной частоте [см.
(5.65)1.
В тех случаях, когда цепь описывается дифференциальным уравне¬
нием высокого порядка, исследование корней характеристического урав¬
нения, необходимое для решения вопроса об устойчивости системы, яв¬
ляется сложной задачей.
Оказывается, что ее можно решить, анализируя соотношения между ко¬
эффициентами уравнения без определения самих корней уравнения. Это
можно выполнить с помощью теоремы Гурвица1, которая утверждает, что
для того, чтобы действительные части всех корней уравнения
Ь0 *т + &1 хт~1 + Ь2 хт ~2 +... + Ьт-1 х + Ьт = О
с действительными коэффициентами и Ь0 > 0 были отрицательными, необ¬
ходимо и достаточно, чтобы были положительными все определители Дх,
Да, ..., Дт, составленные из коэффициентов уравнения b0, blt ..., bn по сле¬
дующей схеме:
Ьг Ь3 Ьъ
b0 b2 bi ,
О &! Ь3
^4
bi Ъ3 ьъ ь7
bo b2 bi Ьв
О bi ь3 ьъ
О b0 b2 bi
bi	b3	b5	b7	b3
b0	b2	bi	b3	bs
0	bi	b3	bb	fc7
0	b0	b2	bi	bg
00 bi b3 b5
И T. Д.
Сформулированный алгебраический критерий устойчивости часто назы¬
вают критерием Рауса — Гурвица. При составлении опреде¬
лителей по указанной схеме коэффициенты с индексом, превышающим сте¬
пень характеристического уравнения, заменяются нулями.
Поэтому, например, для уравнения четвертой степени получаются сле¬
дующие определители:
Дг = blt Д.,=
Ьг b3
ь0 Ьй
Д3 _
bi ь3 о
b0 b2 bi
0 bi b3
bi b3 о о
b0 b2 bi о
о ьх ья о
0 b0 b2 bt
Нетрудно видеть, что все последовательные определители являются
главными диагональными минорами (Определителя Дт. Так как последний
столбец определителя Дт содержит лишь один отличный от нуля элемент
Ьт, расположенный на главной диагонали, то выполняется равенство
Ьт Д1.
1 Доказательство этой теоремы см., например, в книге: Курош А. Г. Курс высшей
алгебры.—М.: ГИФМЛ, 1972.
169

Отсюда следует, что в соответствии с теоремой Гурвица условия устой¬
чивости можно формулировать в виде следующих неравенств:
Ai>0, Д2>0,..., Дт_,>0, Ьт>0.
Так, для характеристического уравнения второй степени
Ai = Ьх> 0, Ь2 > 0,	(5.87)
для уравнения третьей степени
At = h > 0,	/
£>i Ь3
А2 =
К ьг
—ь%ь2 h ь0 > о, ь3 >о,
(5.88)
т. е. Ьх > 0, £>1b2> b3b0, b3> 0. Так как b0, Ьх и Ь3 положительны, то и
Ь2 > 0.
Для уравнения четвертой степени:
1. Д4 — b\ ]> 0, 2. Д2^= fr2—b3b3^>0,
3. b3 = b3(b1b2—b3bo)~b\bi>0, 4. &4>0.
Из условия 3 на основании условий 4 и 1 вытекает неравенство
Ь,, (&1 Ьг—ЬоЬ3)>Ь\Ьх>0.
Поэтому условие 3 можно заменить условием Ь3 > 0.
Таким образом, для уравнения четвертой степени получаются следующие
условия устойчивости:
£>i>0, Ь3> 0, b3 (bxb2 — b„b3) — b\ bi > 0, 64> 0.	(5.89)
Поясним применение критерия Гауса—Гурвица на простом примере
рассмотренного резонансного усилителя с обратной связью (см. рис. 5.23).
Характеристическое уравнение этой цепи при К0с — MIL (отрицательная
обратная связь)
Р2 + (2<*к + ~ ^)р + «р=0.
Сформулированные для уравнения второй степени условия устойчиво¬
сти (5.87) в данном случае принимают вид
Aj = 6i =2ак + —— >0,	63=сор>0.
L С
Первое условие выполняется при любом значении М > 0, а второе от
М не зависит.
При положительной обратной связи (Ко0 ~ —MIL) цепь устойчива при
выполнении условия ,2ак—(MIL) {SIC) > 0, совпадающего с (5.86).
Критерий Рауса—Гурвица особенно удобен для проверки устойчивости
цепи с заданными параметрами (т. е. коэффициентами дифференциального
уравнения). Однако им неудобно пользоваться при экспериментах, так как
обычно бывают известны не коэффициенты уравнения, а передаточная функ¬
ция разомкнутой цепи Ку(р) Кос (р)- Кроме того, критерий Рауса—Гурвица
не дает ясных указаний, как неустойчивую цепь сделать устойчивой.
170

5.10. ЧАСТОТНЫЕ КРИТЕРИИ УСТОЙЧИВОСТИ
Требование, чтобы передаточная функция
Ко ip) = Ку Ш1 -Ку (Р) Кос (р)]	(5.90)
не имела полюсов в правой полуплоскости р — а + ш, т. е. в области, огра¬
ниченной полуокружностью бесконечно большого радиуса R и осью Uо
(рис. 5.24, а), равносильно условию, что знаменатель выражения (5.90),
не должен иметь нулей в указанной области1 или, что то же самое, функция
Н (р) = Ку ip) К00 (р)	(5.91)
не должна обращаться в единицу ни в одной из точек правой полуплоскости
р. Но Н(р) представляет собой передаточную функцию разомкнутого коль¬
ца обратной связи, т. е. отношение напряжения на зажимах 2—2 к напряже¬
нию на зажимах /—/ при разомкнутом кольце, как это показано на рис. 5.25.
Следовательно, об устойчивости системы с обратной связью можно судить
по характеристикам разомкнутого тракта.
Для дальнейшего анализа целесообразно перейти от плоскости
p = a-\-iiо к плоскости Н(р)=ы+ш (рис. 5.24, б). Каждой точке р пло¬
скости а, /со соответствует определенное значение Н на плоскости и, iv.
Любой замкнутый контур на плоскости р преобразуется с помощью вы¬
ражения (5.91) в некоторый (также замкнутый) контур на плоскости Н.
Если исходный контур на плоскости р задан в виде контура на
рис. 5.24, а, соответствующий ему контур на плоскости Н называется
го’дографом функции Н,
Показанный на рис. 5.24, а контур С можно разбить на два участ¬
ка: 1) прямая ш от оо до — оо и 2) полуокружность бесконечно боль¬
шого радиуса R.
На первом участке, где ст=0, р = йо, функция Н(р) обращается
в функцию Н(йо). В соответствии с выражением (5.91) этот участок пре¬
образуется на плоскости Н в линию, определяемую следующим соотно¬
шением:
Н (ш) = Ку (т) Кос № = Ку (®) Аос И е£ <фу+ф°с> = „ («) + iv (ю), (5.92)
откуда
и (®) = К у (©) Аос. (®) cos (фу + Фос),
(5.93)
О	((D) = Ку (®) /С00 (®) Sin (фу + фос).
Рис. 5.24. Замкнутый контур иа p-плоскости (а) и годо¬
граф функции Н (ко) на плоскости u+iv (б)
Ку (Р)
>
II А/
Kocft6
<
Рис. 5.25. К определению
передаточной функции
разомкнутого тракта
усилитель — четырехпо¬
люсник обратной связи
1 Предполагается, что основной усилитель устойчив, т. е. Ку (р) не имеет полю¬
сов в правой полуплоскости р.
171

В этих выражениях сру и ср0С — аргументы передаточных функций
соответственно четырехполюсников Ky(tco) и Koc(tco).
На втором участке контура С (см. рис. 5.24, а) при R -> оо функция
Н (р) -* 0. Это вытекает из общего выражения
К (р) — В	(Р — Poi) (Р — Рог)-- - (Р — Роп)
(Р Ап) (Р- Рлз)• • • (Р^пт)
п^.т,
которое при \р\ ->оо можно представить в виде Врп~т (здесь В—постоянный
коэффициент, a poi и pni — соответственно нули и полюсы функции К (/?))•
Совершенно аналогично и функцию Н (р) при |р|-»-оо можно предста¬
вить в форме Н (р) = Арп~т где пят — числа соответственно нулей
и полюсов функции Н (р).
При п < т и \р | —► оо модуль функции Н (р) на полуокружности R ->
-+.оо равен нулю1. Таким образом, полуокружность бесконечно большого
радиуса R на плоскости р преобразуется в точку, лежащую в начале коорди¬
нат на плоскости Н, и для построения годографа Н в виде замкнутого контура
достаточно знать поведение Н (р) на оси г'со, т. е. знать АЧХ и ФЧХ цепи
Ку (г'со) Кос (гсо).
Обходу контура С на рис. 5.24, а в положительном направлении (против
часовой стрелки) соответствует обход годографа Н при изменении частоты от
оо до — оо, т. е. также против часовой стрелки (см. рис. 5.24, б).
Очевидно, что вся правая полуплоскость р преобразуется на плоскости
Н во внутреннюю область годографа. Следовательно, если годограф передаточ¬
ной функции разомкнутого тракта не охватывает точку I, Ю, то при замк¬
нутой цепи обратной связи система устойчива, в противном случае система
неустойчива.
Это условие называется критерием устойчивости Най¬
квиста.
Показанная на ррс. 5.24, б диаграмма соответствует устойчивой системе.
Это видно из тогсхчто годограф Н не охватывает точку 1, г'0. Сплошной ли¬
нией показана часть контура, соответствующая положительным частотам
0 < (о < оо, а штриховой — часть контура, соответствующая отрицатель¬
ным частотам. Так как функция и (со) четная, a v (со) нечетная относительно
со, то оба участка годографа симметричны относительно действительной оси.
Следует также отметить, что рис. 5.24, б построен для случая, когда при
со = 0 передаточная функция Н (г'со) отлична от нуля (это возможно, напри¬
мер, для усилителей постоянного тока, в которых отсутствуют разделитель¬
ные конденсаторы).
При сложной схеме цепи форма годографа иногда бывает настолько
усложненной, что по ней трудно судить о том, охватывается или не ох¬
ватывается годографом точка 1, /0. В подобных случаях оказывается полез¬
ным критерий, вытекающий из критерия Найквиста, основанный на подсче¬
те числа пересечений оси и (со) на участке 1, «?. Для устойчивости цепи не¬
обходимо, чтобы годограф либо вообще не пересекал этот отрезок (как на
рис. 5.24, б), либо пересекал его в положительном и отрицательном направ¬
лениях одинаковое число раз.
Критерий Найквиста получил наибольшее распространение в радиоэлек¬
тронике, автоматике и других смежных областях. Основное его преимуще¬
1 Имеются в виду наиболее распространенные в практике четырехполюсники с пе'
редаточной функцией у которой степень числителя п меньше степени знаменателя т-
172

ство: удобство оперирования АЧХ и Ф^1Х разомкнутой цепи. В некоторых
системах, например содержащих линии, этот метод по существу является
единственно приемлемым.
Суть частотного критерия можно наглядно пояснить не прибегая к поляр¬
ным диаграммам, на основе обычных АЧХ и ФЧХ разомкнутой цепи КуКос-
Действительно, длина вектора Н (i©), как это ясно из выражения (5.92),
есть не что иное, как модуль коэффициента передачи разомкнутой цепи
КуК0С> т- е- АЧХ этой цепи, а аргумент ф„ (рис. 5.26), равный
еря = arctg	=»Фу (©) + Фос (Ч	(5.94)
и{а)
есть ФЧХ цепи КуКос-
Совместив на общем графике АЧХ и ФЧХ, нетрудно ответить на вопрос
об устойчивости цепи.
Если при изменении © от 0 до оо фаза фн не достигает 2я, то замкнутая
цепь устойчива при любом значении КуКос■ С другой стороны, если КУК0С
при любой частоте меньше единицы, то цепь устойчива при любой ФЧХ.
Цепь неустойчива если имеются частоты, при которых одновременно выпол¬
няются два условия:
Фу-Ефос = я2я, п — целое число, Я =/Су/Сос 1.	(5.95)
?
По существу эти два условия необходимы для обращения в нуль знаме¬
нателя в выражении (5.76), определяющем передаточную функцию замк¬
нутой цепи.
Пример АЧХ и ФЧХ устойчивой цепи с обратной связью показан на
рис. 5.26, а неустойчивой — на рис. 5.27. В первом случае на частоте ©0,
соответствующей фу + фос = 2я, модуль Я < 1. Во втором случае ©г —
частота паразитной генерации. На рис. 5.26 и 5.27 отложены абсолютные
значения фу + фос. При учете знака реальных фу и ф00 наклон ФЧХ будет
отрицательным.
При построении этих характеристик учтено, что при © = 0 и (о = оо ве¬
личина К7Коо обращается в нуль. При ©	0 это обусловлено влиянием
последовательно включенных конденсаторов в канале Ку или /(ос, а ПРИ
© оо — влиянием шунтирующих емкостей (межэлектродных, монтажа и
т. д.). Полное изменение фазы при изменении © от 0 до оо зависит от числа
звеньев в усилителе и в цепи обратной связи.
Для более сложных цепей, когда набег фазы в тракте КуК00 может быть
больше 2л, приходится прибегать к критерию Найквиста.
Рис. 5.26. Амплитудою- и фазо-частот¬
ная характеристики устойчивого усили¬
теля с обратной связью
Рис. 5.27. Амплитудно- и фазо-частот¬
ная характеристики неустойчивого уси¬
лителя
173

Глава 6. ПРОХОЖДЕНИЕ ДЕТЕРМИНИРОВАННЫХ
СИГНАЛОВ ЧЕРЕЗ ЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ
С ПОСТОЯННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
6.1.	ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
В радиоэлектронике приходится иметь дело с различными сигналами и раз¬
нообразными (в основном инерционными) цепями. При передаче сигналов по
таким цепям возникают переходные процессы, которые влияют на форму сиг¬
налов и в конечном счете на содержащуюся в них информацию. В гл. 1 от¬
мечалось, что большинство радиотехнических устройств представляет собой
сочетание линейных и нелинейных элементов. Это усложняет строгий ана¬
лиз переходных процессов, так как классические методы, основанные на
использовании принципа суперпозиции, являются линейными.
Имеется, однако, широкий круг практических задач, которые можно ус¬
пешно решать линейными методами. Такие задачи встречаются прежде
всего при передаче слабых сигналов через усилители и другие устройства,
которые по отношению к слабым сигналам практически линейны. Даже в су¬
щественно нелинейных устройствах, например радипередатчиках, можно
рассматривать прохождение сигналов через колебательные цепи на основе
линейных методов.
Напомним основные методы, которые используются при анализе про¬
хождения сигналов через радиоэлектронные цепи.
Для простейших цепей, описываемых дифференциальными уравнениями
не выше второго порядка, задачу обычно нетрудно решить классическим ме¬
тодом дифференциальных уравнений.
Для сложных цепей значительно удобнее методы, основанные на спект¬
ральном представлении сигнала: метод интеграла Фурье и тесно с ним свя¬
занный операторный метод (преобразования Лапласа). Наряду со спектраль¬
ными методами в радиоэлектронике часто используется также метод интег¬
рала наложения, сводящийся к свертке входного сигнала с импульсной
характеристикой цепи.
При передаче радиосигналов через узкополосные избирательные цепи
указанные методы используются с упрощением, основанным на медленности
изменения огибающей сигнала.
В данной главе излагаются основные положения теории передачи детер¬
минированных сигналов через линейные цепи с постоянными параметрами.
6.2.	СПЕКТРАЛЬНЫЙ МЕТОД
В основе этого метода лежит использование введенной в предыдущей гла¬
ве передаточной функции цепи К (t<o) (см. § 5.3). Если на входе линейного че¬
тырехполюсника действует сигнал произвольной формы в виде ЭДС е (t),
то, применяя спектральный метод, следует определить спектральную плот¬
ность входного сигнала Е («). Эта операция легко осуществляется с помощью
выражения (2.48). Умножением Е (©) на К (t'«) определяется спектральная
плотность сигнала на выходе четырехполюсника. Наконец, применение
к произведению Е (©) К (йо) обратного преобразования Фурье 1см. (2.49)]
определяет выходной сигнал в виде функции времени.
Таким образом, если входной сигнал записан в виде интеграла.
оо
е (t) =- j Е (©) ei0>t da,	(6.1)
— ОО
174

то выходной сигнал
аналогичной форме
можно представить в
ОО
u(t)=zJ- Г Е(©) К (гео) dm. (6.2)
2я J
Рис. 6.1. Контур интегрирова¬
ния при t>0
Сравнение выражения (6.2) с (6.1) показы¬
вает, что сигнал на выходе линейной цепи мож¬
но получить суммированием составляющих
спектра Е (и) входного сигнала, взятых свесом
К (ш). Иными словами, передаточная функ¬
ция цепи К (ш) является весовой
функцией, определяющей относительный
вклад различных составляющих спектра
Е («) в сигнал и (t).
В § 2.14 отмечалось, что анализ переходных процессов значительно упро¬
щается при представлении как внешнего воздействия, так и передаточной
функции в виде преобразований Лапласа. При этом обозначение передаточ¬
ной функции можно сохранить прежним, а изменить только аргумент, так
что К (ico) перейдет в К (р)- Функция же Е (ш) переходит в Le (р) (см. § 2.14).
Преобразование Лапласа от функции времени е (t) в дальнейшем обозна¬
чается символом Е (р). При этом выражение (6.2) приводится к виду
(см. §2.14)
с +100
«(0=-^- J E(p)K{p)eP*dp.	(6.3)
С— loo
При t> 0 замкнутый контур интегрирования, образованный добавлением
дуги бесконечно большого радиуса в левой полуплоскости (рис. 6.1), охва¬
тывает все полюсы подынтегральных функций как Е (р), так и К (р), благо¬
даря чему имеет место соотношение
“■(0=-т— (f)E(p)K(p)eP*dp = 2res, ^>0	(6.4)
2т j
< (здесь 2res — сумма вычетов в указанных полюсах).
При ^<0 контур интегрирования лежит в правой полуплоскости, не
содержит полюсов и интеграл равен нулю.
Показанное на рис. 6.1 расположение полюсов функции Е (р) (на мни¬
мой оси) соответствует ЭДС вида е (t) = Е0 coseoj, существующей при
t > 0.
Итак вычисление интеграла (6.4) сводится к определению вычетов в по¬
люсах подынтегральной функции. Представим подынтегральную функцию
выражения (6.4) в виде
Ё 0о) К (Р) ept = U(p)	= С (р)Ю (р).	(6.5)
В данном случае знаменатель D (р) образуется произведением множите¬
лей вида (р — pai), где pni — полюсы не только функции К ip), но и функ¬
ции Е (р).
Тогда вычет функции С (р)Ю (р), имеющей в точке pi простой полюс
(первой кратности), определится формулой
res; — С
ГdD (р)
. dP
P = Pi
(6.6)
175

Если функция С (p)/D (р) имеет в точке pt полюс кратности k (k — целое
положительное ч исло), то
res,-
1
(k — 1)!
dk-■
dpk~'
C(P)
D(P)
(P~Pi)k
]p=p;
(6.7)
Методика применения контурных интегралов для определения некото¬
рых функций, играющих большую роль в теории переходных процессов,
будет в дальнейшем пояснена на примерах.
6.3.	МЕТОД ИНТЕГРАЛА НАЛОЖЕНИЯ
Вместо разложения сложного сигнала на гармонические составляю¬
щие (спектральный метод) можно воспользоваться разбиением сигнала на
достаточно короткие импульсы (рис. 6.2, а).
Если в основе спектрального метода лежит передаточная функция цепи
К (('«), то метод интеграла наложения базируется на импульсной характери¬
стике цепи g (0, введенной в § 5.3.
Пусть требуется найти сигнал sBblx (t) на выходе цепи, если задан сиг¬
нал s (t) на входе цепи и известна ее импульсная характеристика g (t). Для
уяснения сути метода интеграла наложения поступим следующим образом.
Разобьем произвольный сигнал s (х) на элементарные импульсы, как это по¬
казано на рис. 6.2, а, и найдем отклик цепи в момент t на элементарный им¬
пульс (на рис. 6.2, а заштрихован), действующий на входе в момент х. Если
бы площадь этого импульса равнялась единице, то импульс можно было бы
рассматривать как дельта-функцию, возникшую в момент х. При импульс¬
ной характеристике цепи g (х) отклик в момент t был бы, очевидно, равен
g (t—х). Поскольку, однако, заштрихованная на рис. 6.2, а площадь им¬
пульса равна s (х) Ах (а не единице), отклик в момент t будет s (х) Ах g (t —
— х).
Для определения полного значения выходного сигнала в момент t нужно
просуммировать действие всех импульсов в промежутке от л: = 0 до х = t.
При Ах ->0 суммирование сводится к интегрированию.
Следовательно,
Wi()^js(*)g^—x)dx.	(6.8)
о
В общем случае, если начало сигнала s (х) не совпадет с началом отсчета
времени х, последнее выражение можно записать в форме
t
5вых(0= J S(x)g(i — x)dx.	(6.9)
Рис. 6.2. Разбиение сигнала на короткие импульсы (а) и свертка сигнала с импульсной
характеристикой (б)
176

Для реальных цепей всегда выполняется условие
g (i— х) — 0 при t < х,	(6.10)
т. е. при отрицательном аргументе функция g (t — х) должна обращаться в
нуль, так как отклик не может опережать воздействие. Поэтому выражение
(6.8)	можно заменить выражением
ос
W (0= j s(x)g(t — х) dx	(6.11)
— ос
(при этом имеется в виду, что для х> t подынтегральное выражение обра¬
щается в нуль).
Приведем, наконец, еще одну форму записи, которая получается из выра¬
жения (6.8) при замене х на t — и:
t	i
s*bi*(t) = \s(t — x)g{x)dx = J s (и) g (t—u) du.	(6.12)
'o	6
Интеграл, стоящий в правой части выражения (6.8), в математике называет¬
ся сверткой функций s (t) и g (t) (см. § 2.7). Таким образом, приходим к сле¬
дующему важному положению: сигнал sBbIX (t) на выходе линейной цепи
является сверткой входного сигнала s (t) с импульсной характеристикой
цепи g (t).
Из выражения (6.8) видно, что сигнал на выходе цепи sBbIX (t) в момент
t получается суммированием мгновенных значений входного сигнала s (t),
взятых с весом g (t — х) за все предыдущее время.
В § 6.2 при суммировании спектра входного сигнала весовой функцией
являлась передаточная функция цепи К (ш). В данном случае при суммиро¬
вании мгновенных значений входного сигнала s(t) весовой функцией являет¬
ся импульсная характеристика цепи, взятая с аргументом (t — х), т. е.
функция g (t — х).
Из рис. 6.2, б, построенного для момента времени t > ts, видно, что от¬
клик цепи на воздействие s (х) не может закончиться раньше, чем функция
g (t— х) сместится вправо от s (х) на время, равное длительности импульс¬
ной характеристики т#. Иными словами, сигнал на выходе цепи не может
быть короче т„ + Tg.
Для того чтобы при прохождении через цепь сигнал не удлинялся, тре¬
буется выполнение условия rg —О, т. е. импульсная характеристика цепи
должна приближаться к дельта-функции, а это равносильно требованию рав¬
номерности передаточной функции К (iu>) при 0 < | (о | <. оо.
В § 6.4, 6.5 рассматривается прохождение некоторых управляющих сиг¬
налов через апериодические цепи. Все остальное содержание главы посвя¬
щено анализу передачи радиосигналов через узкополосные цепи.
6.4.	ПРОХОЖДЕНИЕ ДИСКРЕТНЫХ СИГНАЛОВ
ЧЕРЕЗ АПЕРИОДИЧЕСКИЙ УСИЛИТЕЛЬ
.Дискретные сигналы обычно представляют собой последовательности
импульсов. При передаче таких последовательностей через инерционные це¬
пи форма импульсов претерпевает изменения, что приводит к частичной или
полной потере передаваемой информации. В связи с этим одной из наиболее
типичных задач является анализ искажения формы импульсов.
Из всего многообразия импульсов наибольший интерес для анализа
представляет прямоугольный импульс. Это обусловлено простотой его
177

формирования, а также широким применением в системах с двоичным кодом
и во многих других радиотехнических устройствах. При этом основное вни¬
мание обычно уделяется передаче фронта и среза импульса. Этот вопрос осо¬
бенно важен, когда передаваемая или извлекаемая информация содержится
в положении переднего (или заднего) перепада импульсов на оси времени
(например, в некоторых радиолокационных системах).
Рассмотрим прохождение прямоугольного импульса через однокаскад¬
ный резистивный усилитель, изученный в § 5.4 и дополненный на выходе
разделительной цепью RPCP (рис. 6.3, а). Назначение этой цепи — защита
транзистора от постоянного напряжения, имеющегося в устройстве форми¬
рования входного сигнала.
При гармоническом возбуждении на частоте © и амплитуде входной ЭДС
Ег напряжение на входе транзистора (в предположении, что #р значительно
меньше входного сопротивления база—эмиттер)
V,.
Rp -f“ 1 / fcoCp
= Ei
coRp C p
-4— / го R p C p
= EiKp(tco),
(6.13)
где Kp (tea) = to)Tp/(l 4 twxp) — передаточная функция разделительной
цепи; тр = RPCP — постоянная времени этой цепи.
Схема замещения коллекторной цепи усилителя представлена на
рис. 6.3, б. От схемы на рис. 5.Ю, а она отличается тем, что напряжение Е,
заменено напряжением 0г = Ei КР (ш).
Передаточная функция Ki (t'to) однокаскадного резистивного усилителя
определяется формулой (5.43), а рассматриваемого устройства в целом —
выражением
К (ко) =	= Ндьп
Е, U,
= Кр (<’©) Ki (toe) ■
К1, 11 + tfotp I 4 йот |
где Ti = RC0.
График /((со), вычисленный по формуле
R (ю) = /Ci max ----Г
V1 4- ((OTp)2 V1 + (ют,)2
при Тр/х, = 100 представлен на рис. 6.4.
В операторной форме передаточная функция:
К (Р)
РТр
1 + ртр) (I f />т,)
Пусть в момент t = 0 на вход усилителя подается прямоугольный им¬
пульс ЭДС е (t) с амплитудой Е и длительностью Т (рис. 6.5, а). В интервале
времени от t = 0 до t = Т напряжение на выходе усилителя можно рассмат¬
ривать как результат включения при t — 0 постоянной ЭДС е, (t) = Е.
178

F(Oi) /m о х
I i	L	J	I	I	L_
0	0,2	0,0	0,6	0,8	1,0	1,2 Ojf,
Рис. 6.4. Амплитудно-частотная характеристика
усилителя, представленного на рис. 6.3, а
В момент t — Т включается дополнитель¬
ная ЭДС e.z (t) — —Е, компенсирующая
первую (рис. 6.5, б). Суперпозиция вы¬
ходных напряжений щ (t) и и.г (t), обус¬
ловленных действием ег (t) и е2 (t), образует
импульс на выходе усилителя. Таким об¬
разом, задачу можно свести к рассмотре¬
нию переходного процесса в усилителе при
включении на входе постоянной ЭДС.
Изображение по Лапласу для ег (t)= Е,
t > 0, в соответствии с (2.Ю2) будет
со
Е (/?)=| e}(t)e~ pl dp — Е;р.
0
Тогда по формуле (6.3) выходное на¬
пряжение
С
МО--1- Г -1 ЕК(р)^йр =
2m J р
о — г ос
с 4-/оо
--К F-L Г	*р
,maX 2я/ J (1+рТр) (1 4-рт.)
С— inc
Рис. 6.5. Искажение формы им¬
пульса в резистивном усилителе:
а) импульс на входе; б) представление
импульса в виде суммы двух скачков;
в)	деформация скачков на выходе;
г)	результирующий импульс на выхо¬
де; <?) импульс на выходе усилителя
при устранении разделительной цепи
Полюсы подынтегральной функции:
Рл= — 1Ар, Pi = — 1/т„ т, < тр.
Вычислив вычеты по формуле (6.6), приходим к следующему результату:
М/)= -*■»ах £(е-"те-е-'/Ч	(6.14)
Графики «j (0 и иг (t) = —(t — Т) изображены на рис. 6.5, в, а ре¬
зультирующее напряжение на выходе усилителя и (t) = их (t) -f- и2 (t) —
на рис. 6.5, г.
Из формулы (6.14) и рис. 6.5, г видно, что при малых временах, т. е. при
t, соизмеримых с ть первая экспонента в выражении (6.14) близка к едини¬
це и основное влияние на фронт импульса оказывает вторая экспонента.
Когда же Остановится соизмеримым с тр, характер функции (0) определяет¬
ся в основном первой экспонентой. То же самое относится к функции «2 (0)
при отсчете времени с момента t = Т. Прямоугольный импульс с амплиту¬
дой /Стах£, который имел бы место в идеальном усилителе без раздели¬
тельной цепи изображен на рис. 6.5, г штриховой линией.
Искажение формы реального импульса проявляется: а) в конечной кру¬
тизне фронта и среза, б) в спаде вершины импульса
179

Первый из этих факторов выражен тем сильнее, чем больше постоянная
времени = RC0 (и, следовательно, чем сильнее завал частотной харак¬
теристики в области верхних частот).
Второй фактор (спад вершины импульса), наоборот, выражен тем силь¬
нее, чем меньше постоянная времени тр разделительной цепи RPCP (и, сле¬
довательно, чем сильнее завал частотной характеристики в области ниж¬
них частот).
Выбор постоянных времени тх и тр зависит от требований, предъявляе¬
мых к форме импульса на выходе усилителя. Если требуется, чтобы за время
Т амплитуда лишь достигала своего максимально возможного значения
KmaХЕ, то постоянная времени Т] может быть близка к Т. Форма импульса
при этом далека от прямоугольной.
В тех случаях, когда требуется удовлетворительное воспроизведение
формы импульса, постоянная времени xt должна сопоставляться со временем,
отводимым на длительность фронта выходного импульса, а постоянная вре¬
мени тр должна быть велика по сравнению с длительностью импульса Т.
Этот результат имеет важное значение для правильного выбора параметров
системы передачи дискретных сигналов, так как он указывает минимальное
время, необходимое для перехода от одного дискретного уровня к другому.
Следует отметить, что в случае усиления импульсной последовательности
проведенное выше рассмотрение справедливо при достаточно длительном ин¬
тервале между импульсами, так что наложение переходных процессов от
соседних импульсов не имеет места.
Рассмотрим теперь прохождение прямоугольного импульса через один
транзисторный апериодический усилитель (схема на рис. 5.10), без раздели¬
тельной цепи. Для этого достаточно устремить емкость Ср к бесконечности,
т. е. закоротить конденсатор Ср.
При этом формула (6.14) переходит в
ui(0 = —/Стах £ (1 — е_,/Т).	(6.14')
так как тр -* оо.
Импульс на выходе рассматриваемого усилителя изображен на рис. 6.5, д.
6.5.	ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ И ИНТЕГРИРОВАНИЕ
СИГНАЛОВ
В радиоэлектронике часто требуется осуществлять преобразование сиг¬
нала, имеющее характер дифференцирования или интегрирования.
На вход линейного устройства, осуществляющего дифференцирование,
подается сигнал s (/); с выхода должен сниматься сигнал вида
$вых (0 — То
В интегрирующем устройстве связь между выходным sBbIX (/) и входным
s (t) сигналами должна иметь следующий вид:
W(0 = “ U(t)dt.
То J
В этих выражениях т0 — постоянная величина, имеющая размерность вре¬
мени.
Дифференцирование и интегрирование являются линейными математи¬
ческими операциями. Следовательно, для дифференциального или интеграль¬
ного преобразования сигнала следует применять линейные цепи и элементы,
обладающие требуемыми соотношениями между входными и выходными ве-
180

,с
0-4-
s(t) i(t)\
о
Рис. 6.6. Простейшая цепь, используемая Рис. 6.7. 'Дифференцирующая цепь
для дифференцирования или интегрирова¬
ния
личинами. Этим требованиям отвечают в принципе такие элементы, как обыч¬
ные конденсаторы или катушки индуктивности в сочетании с резистором
при надлежащем съеме выходного сигнала.
Рассмотрим сначала цепь, изображенную на рис. 6.6.
Подразумевая под входным сигналом s (t) ЭДС, составляем уравнение
для тока в цепи i (t)
Ri(t) +-£- Ji(/)d/=s(/).	(6.15)
Умножив это уравнение на С и обозначив постоянную времени цепи т0 =--=
= RC, получим
V (0 + J i{t) dt = Cs (t).	(6.16)
Характер функциональной связи между током i (t) и входным сигналом s (t)
зависит от постоянной времени т0. Рассмотрим два крайних случая: очень
малого и очень большого т0. При очень малом т0 первым слагаемым в левой
части уравнения (6.16) можно пренебречь. Продифференцировав оставшееся
после отбрасывания этого слагаемого уравнение по t, получим
/(/)«СМ.
dt
Отсюда видно, что напряжение на резисторе R, совпадающее по форме
с i(t), пропорционально производной входного сигнала
Ur = Ri (t) « RC
dt	dt
Таким образом, приходим к схеме дифференцирующего четырехпо¬
люсника, показанной на рис. 6.7, в которой выходной сигнал снимается
с резистора R.
При очень больших значениях т0 второе слагаемое в левой части уравне¬
ния (6.16) можно отбросить. При этом ток
*'(0 « — s(0=4"s(^>
тч	R
совпадает по форме с входным сигналом, а напряжение на конденсаторе С,
равное
«с-LJ,(„*»_!_ J.<o*.
пропорционально интегралу от входного сигнала s (t). Отсюда следует, что
для осуществления интегрирования RC-цепь должна быть такой, как пока¬
зано на рис. 6.8. Аналогичные результаты можно получить с помощью RL-
цепи (рис. 6.9 и 6.10).
Постоянная времени т0 = LIR дифференцирующей цепи должна быть
достаточно мала, а интегрирующей — достаточно велика. При ш диффе-
18!

ренцирования для первой схемы (см. рис. 6.9) можно представить следую¬
щим образом. При достаточно большом сопротивлении R ток через RL-цепь
почти не зависит от L и совпадает по форме с входным сигналом s (t). Выход¬
ной же сигнал sBbiX (t), снимаемый с индуктивности L,
di
dt
d
dt
ds (?)
dt
В схеме, показанной на рис. 6.10, наоборот, ток в основном определяется
индуктивностью L (так как R весьма мало):
i (t) « J s(/) dt,
выходной же сигнал, снимаемый с резистора R,
«вых (0 = Ri (0 » — f «(0 dt.
To J
Уточним теперь использованные выше понятия «малое» и «большое» т0.
Это проще всего сделать на основе спектрального рассмотрения. Если вход¬
ной сигнал s (t) имеет спектральную плотность S (со), то при точном диффе¬
ренцировании выходной сигнал
sbhx(0 =то~~
должен иметь спектральную плотность icor0S (со), а при точном интегриро¬
вании — плотность (1/шт0) S (со) [см. (2.59) и (2.60)1. Это означает, что для
точного дифференцирования требуется четырехполюсник с коэффициентом
передачи
К (гео) = т0гсо,	(6.17)
а для точного интегрирования
К (гео) = 1/т0гсо.	(6.18)
Передаточные функции показанных на рис. 6.7 и 6.8 четырехполюсников
соответственно
К (гсо) =
R
R -f* 1/icoC
= RC
id)
1 + RCm
T0 m
1 -|- Tq /(0
(6.19)
К (гео) =	-7-—c - =—i—,	!	= —			.	(6.20)
R-\-\/mC iaRC l + (l/icoRC) rgico 1+(1/т0г<о)
Из сравнения выражений (6.17) и (6.19) видно, что для удовлетвори¬
тельного дифференцирования требуется, чтобы выполнялось условие
т0со<1.	(6.21)
Это неравенство должно удовлетворяться для всех частот спектра вход¬
ного сигнала, в том числе и для самой высокой.
R
о-СП
Ш)
о	г—
I
—о
Звых®
—о _
R
S ft)
о	—±—о
L
S®
SBbixftl
о	*—о
Рис. 6.8. Интегрирующая
цепь
Рис. 6.9. Дифференци¬
рующая цепь
Рис. 6.10. Интегрирую¬
щая цепь
182

применением отрицательной обратной
связи
Рис. 6.12. 'Интегрирующее устройство с
применением отрицательной обратной
связи
Из сравнения же выражений (6.18) и (6.20) видно, что для удовлетвори¬
тельного интегрирования требуется выполнение условия
т0о)»1.	(6.22)
Это неравенство должно удовлетворяться для всех частот спектра вход¬
ного сигнала, в том числе и для самой низкой.
Из неравенств (6.21), и (6.22) следует, что при заданной цепи дифференци¬
рование тем точнее, чем ниже частоты, на которых концентрируется энергия
входного сигнала, а интегрирование тем точнее, чем выше эти частоты.
Проиллюстрируем неравенство (6.21) следующим примером. Пусть сиг¬
нал s (t) на входе схемы, показанной на рис. 6.7, является импульсом с дли¬
тельностью ти и требуется указать значение т0, обеспечивающее удовлетвори¬
тельное дифференцирование. Наивысшую частоту в спектре сигнала можно
оценить величиной fm та 1/ти (см. § 2.11). Следовательно, неравенство (6.21)
принимает вид т02л/ти < 1 или т0 тн/2л. Итак, постоянная времени диф¬
ференцирующей цепи т0 должна быть мала по сравнению с длительностью
импульса s (t).
Из неравенств (6.21), (6.22) вытекает также следующее принципиальное
положение: чем точнее дифференцирование или интегрирование, тем мень¬
ше (по модулю) передаточная функция К (ш) цепи, осуществляющей это
преобразование сигнала. Сказанное относится к простейшим RC- или Т.-
цепям, представленным на рис. 6.7—6.10. В пределе, при идеальном преоб¬
разовании, К(ш)->0.
Таким образом, простые RC- или ^L-цепи пригодны лишь для приближен¬
ного дифференцирования или интегрирования сигналов. Указанные опера¬
ции можно осуществить достаточно точно при введении в схемы рис. 6.7
и 6.8 усилителя с отрицательной обратной связью при обеспечении условия
|КУ Кос| > 1. Этому требованию отвечают операционные усилители (ОУ).
На рис. 6.11 представлена схема дифференцирующего устройства на ОУ.
Как известно, входное сопротивление ОУ RBX очень велико, благодаря чему
коэффициент обратной связи, определяемый отношением RBJ(RBX + R),
близок к единице. Напряжение иъ являющееся разностью напряжения,
поступающего со входа, и напряжения'обратной связи, настолько мало по
сравнению с ивых, а следовательно, и по сравнению с напряжением на R и С,
что в первом приближении точки 1—2 в схеме на рис. 6.11 можно считать
эквипотенциальными. Это позволяет считать, что подлежащий дифферен¬
цированию сигнал е (t) приложен непосредственно к емкости, так что ток
ic та Cde/dt.
Определим ток iR. Падение напряжения RiR на резисторе R совпадает с
напряжением —(% + игК) — —ивых (1 + 1//С), откуда вытекает равенство
IR —
цвых
R
1 4~
К
183

Учитывая, что ток it близок к нулю (из-за малости иг и очень большого
входного сопротивления ОУ), приходим к соотношению iR « i‘c, откуда
цвых
R
de
ИГ ’
или
^вых
RC
1 + 1/К
de
dt
(6.23)
В реальных ОУ усиление К измеряется тысячами и более, поэтому точ¬
ность операции дифференцирования вполне достаточна для радиотехниче¬
ских применений.
Схема интегрирующего устройства на ОУ представлена на рис. 6.12.
В данной схеме
t« = e/R и f'c—Са1-.ц.вых(1 + 17/С)] =
dt
откуда
ыВых —			Г edt
в	RC{\ + \/K))
6.6.	АНАЛИЗ РАДИОСИГНАЛОВ
. В ИЗБИРАТЕЛЬНЫХ ЦЕПЯХ. МЕТОД
ОГИБАЮЩЕЙ
В рассмотренных в предыдущей главе задачах мы имели дело с сигналами,
которые по своей форме совпадали с формой передаваемого сообщения. При
передаче подобных сообщений задача сохранения информации тесно связана
с задачей сохранения формы сигналов.
Иначе обстоит дело с радиосигналом, в котором информация заключена
в одном из нескольких параметров высокочастотного колебания. Не обяза¬
тельно сохранять полностью структуру этого колебания; достаточно лишь
сохранить закон изменения того параметра, в котором заключена информа¬
ция. Так, в случае амплитудно-модулированного колебания важно точно
передать огибающую амплитуд, между тем как некоторое изменение частоты
или фазы заполнения, не имеющее существенного значения, при анализе
можно не учитывать. При передаче радиосигналов с угловой модуляцией,
наоборот, основное внимание следует уделить точному воспроизведению за¬
кона изменения частоты и фазы.
Эти особенности радиосигналов открывают путь к упрощению методов
анализа передачи их через линейные цепи. Возможность упрощения особен¬
но существенна, когда радиосигнал представляет собой узкополосный про¬
цесс, а цепь — узкополосную систему. Это как раз и характерно для реаль¬
ных радиосигналов и реальных избирательных цепей. В §3.1 уже отмеча¬
лось, что даже для «широкополосных» сигналов ширина спектра радиосиг¬
нала мала по сравнению с несущей частотой сигнала. Соответственно и по¬
лоса прозрачности цепи обычно мала по сравнению с ее резонансной часто¬
той.
Анализ передачи сигнала в подобной ситуации существенно упрощается
при использовании рассмотренного в §3.10 понятия аналитического сиг¬
нала:
2 (/) = а (/) + iaj (/) — А (/) е
(6.23')
184
(6.24)

где комплексная огибающая А (0 = А (() е‘е<*> содержит всю информацию,
заложенную в сигнал a (t) в результате модуляции, как амплитудной, так
и угловой.
После прохождения через заданную цепь получается новый аналитиче¬
ский сигнал
2вых (0 =°вых (0 + г'а.вых (0 = А (0 е1ы°{ =
= АВЬ1Х(/)е,'евь1х(<)е«^>	(6.25)
действительная часть которого
«вых (0 = Re гВЬ1Х (0 = Лвых (0 cos [©01 + 0ВЫХ (01	(6.26)
и есть выходной сигнал.
Таким образом, задача сводится к определению влияния цепи на комп¬
лексную огибающую входного сигнала.
Эта задача может быть решена двумя способами: спектральным и времен¬
ном.
1. СПЕКТРАЛЬНЫЙ ПОДХОД
Спектральная плотность Sa (©) высокочастотного модулированного коле¬
бания а (0 образует два всплеска вблизи частот ©0 и —©0, а передаточная
функция К (t©) — вблизи частот ©р и —©р (рис. 6.13). Для общности здесь
принято, что резонансная частота ©р может не совпадать с центральной час¬
тотой сигнала ©0, т. е. может иметь место расстройка. При этом предпола¬
гается, что расстройка	^
ДП ;= ©0 —сор	(6.27)
является величиной того же порядка, что и полоса прозрачности цепи.
Спектральная плотность сигнала Z (©) = 2Sa (©) отлична от нуля толь¬
ко в области © > 0 (см. § 3.10). Графики функций Z (©), Sa (©) и К, (©) по¬
казаны на рис. 6.13.
Очевидно,
2»Ых J Z(©)K(t©)e^
о
В § 3.3 было показано, что
в области положительных ча¬
стот
Sa (ffl) « v2 (© — ©о),
где S.4 — спектральная плот¬
ность огибающей1 A (t).
Подставив последнее выра-.
жение в (6.28), получим
оо
2вы\ (0 ~	(®
о
— ©0) К (tw) еш da. (6.29)
1 В § 3.3 рассматривался част¬
ный случай 0 = 0О = const. При
учете 0 (t) формула (3.10) обобщает¬
ся на комплексную огибающую А (/)
при любом законе изменения фазы
во времени.
ОО
da = -L. Г 2Sa (©) К (ia)	da.	(6.28)
2я J
о
Рис. 6.13. Спектральные плотности модули¬
рованного колебания и аналитического сиг¬
нала, а также передаточная функция узко¬
полосной цепи
185

Перейдем, как и в § 3.8, к новой переменной й = со — со0. Тогда
j S.4 (Й) К [г К + Й)] е‘ш dQ\(6.30)
— 0)0	J
Из сопоставления этого выражения с (6.25) видно, что выражение, стоя¬
щее в фигурных скобках, соответствует комплексной огибающей выходного
колебания
00
А,ы, (0 = лвых (0 е'евых<'> « j- j Бл (Й) к [I к + Й)] е'« dQ. (6.31)
~ (Do
Дальнейшее упрощение анализа вытекает из свойств переда точной функ¬
ции резонансных цепей, обладающих сильно выраженной частотной изби¬
рательностью. Модуль передаточной функции К (tco) быстро убывает при
удалении со от резонансной частоты сор. Поэтому передаточную функцию
целесообразно выражать в виде функции разности со — сор.
Введем новое обозначение передаточной функции
К (ico) = Ki [г (со — сор)1.
Поде тавив теперь со = со0 + й, получим
Кг [£ (со0 —сор -f- й)] = Кг [£ (АЙ -f- й)],	(6.32)
где АЙ = со0 — сор [см. (6.27)1.
Так как при й — —со0 коэффициент передачи Кг 1* (Ай + Й)1 практи¬
чески равен нулю, нижний предел интеграла в выражении (6.31) можно за¬
менить на —со. При этом выражение (6-31) принимает следующий вид:
оо
Авых (0 - Yn J Sa (Й) Kl [i + й)] e'a< dQ-	(6.33)
Это выражение ничем не отличается от обычного интеграла Фурье, опре¬
деляющего оригинал по заданной спектральной плотности огибающей Бл (й)
и передаточной функции Ki U (Ай + й)].
Заменив £Й на р, получим выражение в форме обратного преобразования
Лапласа
C-f-/oo
АЬых(0~ ~ j $л(р) К, [сАЙ -|- р\ e?<dp.	(6.34)
С— too
Вычисления, связанные с определением Авых (t) по формуле (6.34),
значительно проще, чем при непосредственном определении авых (/)
с помощью обратного преобразования Лапласа, так как переход от Sa (со)
к Бл (й) и от К (р) к Kj (гАЙ + р) сокращает вдвое число особых точек
подынтегральной функции. После определения Авых (t) можно составить
выражение (6.25) для авых (t).
Применение описанного метода иллюстрируется в § 6.7.
186

2. ВРЕМЕННОЙ подход
Обратимся к общему выражению свертки (6.11) и перепишем его в форме
оо
авых (0 = j a(x)g(t—x)dx,	(6.35)
— оо
где a (t) = A (t) cos [©„1 -f 0 (/)] = Re [ A (t) е'®»*],
a g(0-G(0cosfo)p^ + v(0] = Re[G(/)e‘V]	(6.36)
—импульсная характеристика фильтра с резонансной частотой ©р.
Подставив a (t) и g (t) в (6.35), получим
оо
«вых(0= I Л(x)G(t — x)cos[©0x + e(x)]cos[©pf — wpx + y(^ —
—x)]dx= -i- J A (x) G (t—x)cos K©0 —©p) jc + o)p	0 (x) +y (/ —
— oo
oo
— х)]йх + -у' Г A{x)G(t— x)cos[(©0-f©p)x—-©p/ + 0(x)—
—y(t—x)]dx.	(6.37)
Вторым интегралом в (6.37) можно пренебречь по сравнению с первым
из-за наличия быстропеременного множителя с частотой ©0 + ®р-
Переходя к комплексной форме, получаем
]
где Д£2 = со0 — ©р.
Учитывая, что А (х) е;0<*> = А (х) и G (t — х) ef? <* —х> = G (t — х)
являются комплексными огибающими соответственно входного сигнала и
импульсной характеристики фильтра, приходим к следующему выражению:
®ВЫХ (0 ^ R®
оо
eia°* J А (х) eI0W G (t—х) e‘v(*—*) е~*) dx
®вых (t)
Re
(х) G (t—х) e-ibQit-x) dx
(6.38)
Из этого выражения вытекает, что комплексная огибающая выходного
сигнала приближенно определяется половиной свертки комплексной оги¬
бающей входного сигнала с комплексной огибающей импульсной характери¬
стики цепи:
ОО
Авых (0 « -j- J А (х) G (/ —х) е~*) dx,
(6.39)
Множитель e-i№(t-x) учитывает расстройку центральной частоты
спектра сигнала относительно резонансной частоты фильтра AQ = ш(| —
— ©р. При точной настройке
ОО
АВЫх (0 ~-j j* A(x)G(/—x)dx.	(6.40)
187

6.7.	ПРОХОЖДЕНИЕ РАДИОИМПУЛЬСА ЧЕРЕЗ
РЕЗОНАНСНЫЙ УСИЛИТЕЛЬ
Имея в виду радиоимпульс с прямоугольной огибающей и немодулиро-
ванным высокочастотным заполнением, рассмотрим сначала явления в цепи
резонансного усилителя, показанной на рис. 5.13, при передаче фронта
импульса, т. е. при включении в момент t — 0 гармонической ЭДС е (f) =
= Е0 cos (оi0t + 0О). В качестве выходной величины примем напряжение на
колебательном контуре усилителя.
Выведем выражение для колебания на выходе усилителя. Воспользуем¬
ся формулами (6.33), (6.34).
В данном случае огибающая А (t) имеет вид скачка Еп (в момент t = 0),
а с учетом начальной фазы 0О комплексная огибающая будет A (t) = Е0е‘е»,
t > 0. Спектральная плотность этой огибающей
SA (й) - Е0 е,е» [яб (Q) + 1 /(й|,
а преобразование Далласа
SA(p) = Е0еш°/р.	(6.41)
Передаточную функцию усилителя определим по формуле (5.65), в кото¬
рой аргумент to — шр приведем в соответствие с (6.32):
Ki [i (Ай + Й)] - -Аюах / [ 1 -f- i (АЙ + Я) ти]	(6.42)
(тк имеет тот же смысл, что и тэк).
Тогда
Кг (i-АЙ + Р) - - Атах / [ 1 + («АО + р) Ти].	(6.42')
Подставив (6.41) и (6.42') в (6.34), придем к следующему выражению для
комплексной огибающей колебания на выходе усилителя:
C-\~ioo
Авых (0 = ^ j S„ (р) Кг [«АЙ + р] е# dp~- Атах Е0 е». X
С^~ ioo
х
ept dp
2ni J p[l f (lAQ + p) tk]
C ~ • i oo
(6.43)
Подынтегральная функция имеет два полюса
Pi = 0, Рг •=—(!+ «АЙт ()/ти.
Вычеты в этих полюсах легко вычисляются (см. (6.6)]:
res, =
!
-!ф
1+«ДОтк
У1 -4— (А£2хк)2
, ср =arctg (Асотк),
res, = —
е-(1/тк+1'ла)(
е-(/тке-/(да<+Ф)
1 +1'Дйтк	у 1 (Дйтк)а
Тогда выражение (6.43) принимает вид (знак минус опущен)
:(0=-
-Ащах Ао
У1+(ДЙТ„)2
je<(0.-<p)	е~*/тк е‘<е«~ч>-да<)],
(6.44)
188

а искомое физическое колебание
авых (0 = Re [Авых (t) е1»'*] = - *та*£°	- Re[e'«M+e.-4» -
1/1 + (Д£2тк)*
— е_</тк ег<сУ+0о--<Р> ] =   ^тах^о	[cos (d>0 t -f 0О—ф) —
у |+(датк)*
— e“</TKcos(cOpi + 0o—ф)].	(6.45)
Физический смысл полученного решения очевиден. Первое слагаемое
в квадратных скобках определяет стационарную часть напряжения на вы¬
ходе усилителя, а второе — свободное (затухающее) колебание.
Рассмотрим важные для практики следствия, вытекающие из выраже¬
ния (6.45). Остановимся сначала на точной настройке контура на частоту
возбуждающей ЭДС. Приравнивая сор к частоте ю0, получаем Дй = 0. Тог¬
да выражение (6.45) упрощается:
®вых (0 “ -/Стах 0 ® ^Тк) COS (cOq t -j- 0q) — ABbIX (t) COS (©qt -J- 0O).
Из этого выражения видно, что при совпадении частот ю0 и юр огибаю¬
щая амплитуд выходного колебания нарастает по закону 1 — е~'/тк не¬
зависимо от фазы ЭДС в момент включения.
Соответствующая этому случаю кривая, вычисленная по формуле
Лвых(0/#тах Е0 = 1 — е"'/Тк, приведена на рис. 6.14\
При наличии расстройки огибающая Авых (/) изменяется по более
сложному закону. Для выявления этого закона вычислим модуль разности
в квадратных скобках выражения (6.44)
11_е-</тке-'лш[= у 1 —2е-*/тк cos ЛШ+е~2'/тк.
Таким образом,	^
ЛвЫХ= ■■■■■■ 1	 У 1 — 2e-‘/^cosAQf + e-»/*K .	(6.46)
^max^o "l/l-|-(AQTK)a
Графики этой функции для двух значений параметра расстройки ДЯтк,
равных 1 и 2, приведены на том же рис. 6.14.
Видно, что при значительных расстройках процесс установления оги¬
бающей принимает колебательный характер. Это объясняется биением двух
колебаний: частот ю0 и юсв. Последняя при сделанном выше допущении о
высокой добротности контура очень мало отличается от резонансной часто¬
ты Юр.
Эффект суммирования вынужденного и свободного колебаний поясняет¬
ся векторной диаграммой, показанной на рис. 6.15. При вращении оси вре¬
мени с угловой частотой ю0 вектор ОВ, соответствующий стационарному
колебанию, неподвижен, а вектор ОС, соответствующий свободному коле¬
банию [см. (6.45)], вращается с угловой частотой Дй = ю0 — юр. Записав
длину этого вектора в форме £0е~ЛШ/ла т« и задав значение параметра
ДЙтк, можно проиллюстрировать характер изменения огибающей Лвых (/).
Векторная диаграмма на рис. 6.15 построена для параметра Дйтк = 2,
когда е_да*/Лйтк = е~дш/2.
В момент времени t, соответствующий Дйt — п, вектор свободного коле¬
бания совпадает по направлению с вектором вынужденного колебания, так
что результирующий вектор будет Е0 (1 + е—я/2) « 1,21£0- Очевидно, что
при ДЙt — 2п результирующий вектор будет Е0 (1 — е~п) ж 0,96£0 и
т. д.
189

Рис. 6.14. Установление огибающей высо¬
кочастотного напряжения на выходе резо¬
нансного усилителя при включении гармо¬
нической ЭДС. Параметр расстройки
ДПт„=1 и 2
Из рис. 6.16, где приведены гра¬
фики нормированной огибающей, т. е.
функции Лвых (t)V 1 + (AQ)aT*//CmaX£'0,
видно, что с увеличением расстрой¬
ки крутизна фронта огибающей рас¬
тет и общая продолжительность
процесса установления несколько
уменьшается.
Используем полученные резуль¬
таты для определения формы и па¬
раметров радиоимпульса на выходе
одноконтурного усилителя при пря¬
моугольной форме огибающей им¬
пульса на входе.
Колебание на входе (рис. 6.17, а)
Рис. 6.15. Векторная диаграмма ста¬
ционарного и свободного колебаний
для Дйт„=2
определяется выражением
( Е0 cos ((о01 + 0О) при 0 <t<T,
10	при t < 0 и t >» Т.
Как и в § 6.4, задачу можно решить, рассматривая независимо явления
на фронте и срезе импульса с последующей суперпозицией полученных ре¬
шений.
Если длительность импульса Т больше фактического времени установле¬
ния режима в контуре при включении гармонической ЭДС, то к моменту
окончания входного импульса на выходе усилителя амплитуда колебания
будет равна стационарному значению
ЛВых СТ « /Стах £0 / УТТтЪ - const.
Начиная с момента t — Т, после прекращения действия внешней ЭДС, на
выходе остается лишь свободное колебание, которое можно представить в
форме
Е0
°ВЫХ (0 ~ ^ВЫХ СТ е ^Тк COS (®р ^ Фо) = ■y'j _j_ (д^у2 -xi~ е	^
X cos ((Op t + ф0) при t>T,	(6.47)
где ф0 — фаза напряжения на контуре в момент t — Т.
190

Таким образом, в отличие от фронта на срезе импульса огибающая амп¬
литуд имеет вид экспоненты независимо от соотношения частот -<о0 и юр.
Сигнал на выходе усилителя при Д£2тк = 0 и Дйтк = 2 (рис. 6.17, бив)
изображен для случая, когда длительность импульса значительно больше
времени установления стационарного режима.
В заключение проиллюстрируем применение временного варианта метода
огибающей на примере рассмотренного выше сигнала a (t) = Е0cos (<o0t +
-f 0„) и резонансного усилителя. Импульсная характеристика усилителя в
соответствии с (5.67)
g (t) = (S/C) е-'/тк cos (opt, t ^ 0,	(6.48)
[знак минус, как и в (6.44), отброшен].
Переходя к комплексной форме, записываем
a (t) = Е0 Re [ei0« е'“°( ] = Re [Е (t) е/ш,/], / ^ 0,
где Е (t) =; Е0 е'0»,	(6.49)
g (t) = (S/C) е~(/хк Re (e*V) = (S/C)	Re [е~'дш e‘°»'] =
= Re [G (t) e‘“«'], t > 0,
где G(t) = (S/C)e~</tKe~iAQ'	(6.50)
— комплексная огибающая импульсной характеристики, отнесенная к час¬
тоте (Од.
Подставив (6.48) и (6.49) в (6.39), получим
i
Авых (о =	j Ед е'9»	е-'да<'~*> dx_
о
С учетом равенств тк = 2RC и (S/С) тк = 2SR =2/(тах [см. (5.65)]
последнее выражение легко приводится к виду
Авь,х (0 = - Ктах £°— [е'<0-—»> — е-(/тк е^во-Ф-даО].	(6.51)
У1 + (Дйтк)з
Это выражение совпадает с (6.44).
Рис. 6.16. То же, что на рис. 6.14, при
нормировании огибающей относительно
стационарного значения
Рис. 6.17. Прохождение радиоимпульса
через резонансный усилитель:
a) импульс на входе уенлнтеля; 6) на выхо¬
де при точной настройке контура; в) на вы¬
ходе при расстройке
IU1
н
0
flWi KmnxEo(l-Zt/T*) Kmai^e'
в-*/ъ
Ж
Г
191

6.8.	ЛИНЕЙНЫЕ ИСКАЖЕНИЯ АМПЛИТУДНО-
МОДУЛИРОВАННОГО КОЛЕБАНИЯ
В РЕЗОНАНСНОМ УСИЛИТЕЛЕ
На вход одноконтурного усилителя, изображенного на рис. 5.13,
воздействует колебание
a (t) = £0 [1 + М cos (Ш + у0)1 cos (<о„/ + 0О).	(6.52)
Требуется выявить структуру колебания на выходе усилителя.
Колебательный контур, входящий в состав усилителя, является инер¬
ционной цепью, что не может не оказать влияния на параметры выходного
колебания.
В данном случае простейшей гармонической модуляции амплитуды, когда
спектр колебания содержит всего лишь три составляющих, структуру коле¬
бания на выходе усилителя проще всего отыскать, рассматривая прохож¬
дение через усилитель каждой из составляющих отдельно.
Записав выражение (6.52) в форме
a (t) = £0 cos (to0t + 0О) + (MEJ2) cos [(<о0 + й) t + 0О + у01 +
+ (MEJ2) cos [(<в0 — й)/ + 0О — у01.	(6.53)
найдем передаточные функции усилителя для частот <о0, со0 -f й и <о0 —
— Q.
Основываясь на выражении (6.42') и положив Дй = 0 (точная настройка
колебательного контура на несущую частоту <о0), получаем:
для несущей частоты (о0
К (i(o0) = Ki (0) = —/Стах;
для боковой частоты <о0 + й
К [I К + й)] = К! (»й) = -
1 -р iQtk
для боковой частоты со0 — й
	Атах	 е-а,-
К [i (®0 —й)] = Ki (—i&) —
Атах
1—Ш Т„
Атах ei|0i
Vl + (QTK)2
где io = arctg&rK — фазовый сдвиг в колебательном контуре на боковых
частотах (запаздывание на верхней и опережение на нижней боковых часто¬
тах).	х
С учетом амплитудных и фазовых изменений, претерпеваемых спектраль¬
ными составляющими в усилителе, можно представить выходное колебание
в форме, аналогичной (6.53):
^вых (0 =
+ 9о + Уо— Ы -+
^тах Е0 jcos (со01 -f- 0О) +
М 1
м
cos [(<o0 -f й) t +
2 1/i + (Qtk)s
Свернув это выражение, получим
М
2 Vl + (OTj
cos[(co0 — Й)^ + 0О—у0 + |0] |.
авых (0
+ %)■
' Ашах А0
1 +
Vl + (QTK)2
cos (й/ н- у0—У
cos (со01 +
(6.54)
192

Сопоставим полученное выражение с (6.53).
Как и следовало ожидать, частота и фаза
AM колебания при прохождении через резо¬
нансный усилитель (й)0 = Шр) не изменяются.
Инерционность колебательной цепи влия¬
ет на огибающую колебания:
1)	глубина модуляции на выходе
Мвых = М/V1 4 Й2 Тк = М/УТТ^
меньше, чем на входе; относительное умень¬
шение глубины модуляции, иногда называе¬
мое коэффициентом демодуляции,
£) _ МВЬ1Х __	1	_ 	J
м ут+щк	Vl + (2QQ3 К/Шр)2
Рис. 6.18. Зависимость коэффи¬
циента демодуляции в резо¬
нансном усилителе от модули¬
рующей частоты
(график зависимости D от частоты модуляции П, представленный на рис. 6.18,
соответствует правой ветви резонансной кривой колебательного контура);
2)	огибающая амплитуд на выходе отстает по фазе от огибающей вход¬
ного колебания на угол
So = arctg азк = arctg (2QQait/cop).
Оба эти фактора обусловлены тем, что инерционность колебательной
цепи снижает скорость изменения во времени огибающей колебания. При
этом, однако, форма огибающей остается неизменной (гармонической).
Смысл этого результата поясняется рис. 6.19, а, на котором показано
положение спектра входного колебания относительно резонансной харак¬
теристики колебательного контура. Чем выше частота модуляции Q, тем
больше относительное ослабление амплитуды колебаний боковых частот и,
следовательно, меньше глубина модуляции колебания.
Полученные из анализа тональной модуляции результаты позволяют
представить общую картину явлений при передаче через контур колебаний,
модулированных по амплитуде сложным сообщением. Входящим в такое со-
Рис. 6.19. Положение спектра модулированного колебания относительно частотной ха¬
рактеристики усилителя:
о) при точной настройке; б) прн расстройке
7 Зак. 1326
193

общение различным частотам Q соответствует неоди¬
наковое ослабление: чем выше частота, тем сильнее
выражена демодуляция. Так как при приеме колеба¬
ний напряжение на выходе детектора приемника
пропорционально коэффициенту модуляции, полу¬
чается относительное ослабление высших частот сооб¬
щения. Таким образом, зависимость D (Q) опреде¬
ляет степень линейных частотных искажений переда¬
ваемого сообщения. Подобные искажения называют¬
ся линейными потому, что они не сопровождаются
возникновением новых частот.
Имеет место также и задержка сообщения. Это
объясняется тем, что фазовый сдвиг огибающей (при
тональной модуляции) зависит от частоты. Колеба¬
тельный контур влияет на сообщение, содержащееся
в огибающей, так же, как и фильтр нижних частот при
пропускании непосредственно через него сообщения
Задержка определяется наклоном ФЧХ
Рис. 6.20. Возникнове¬
ние паразитной фазо¬
вой модуляции при
асимметрии амплитуд
колебаний боковых
частот
—
<4 1. .
1 2tt i
d arctg	Q3,(
V <Dp '
1
dQ 1
dQ
~ / 2Q
2 Q3
1-И
Обычно задержку определяют по наклону ФЧХ в точке Q = 0. Тогда
/0 — 2Q.w/cop — тк.
Итак, задержка сообщения в одиночном контуре, полоса прозрачности
которого достаточна для удовлетворительного пропускания спектра со¬
общения, равна постоянной времени контура.
Рассмотрим теперь случай неточной настройки контура на несущую ча¬
стоту модулированного колебания (рис. 6.19, б). Несовпадение частот со0
и сор приводит к асимметрии боковых частот на выходе усилителя. Возник¬
новение асимметрии поясняется векторной диаграммой выходных напря¬
жений, представленной на рис. 6.20. На этой диаграмме вектор OD изобра¬
жает несущее колебание, фаза которого запаздывает относительно фазы вход¬
ной ЭДС (принятой равной нулю) на угол 0(| (гак как рис. 6.19, б соответ¬
ствует положительной расстройке AQ = со0 — сор >■ 0). Амплитуда коле¬
бания верхней боковой частоты (вектор DCJ в данном случае значительно
меньше амплитуды колебания нижней боковой частоты (вектор DC2). Длина
равнодействующего вектора OF, изображающего результирующее колебание,
изменяется по сложному закону, не совпадающему с гармоническим законом
изменения огибающей входной ЭДС.
Следует иметь в виду, что для восстановления передаваемого сообщения
на выходе радиолинии, работающей с амплитудной модуляцией, применя¬
ется амплитудный детектор, представляющий собой нелинейное устройство.
Напряжение на выходе детектора пропорционально огибающей модулиро¬
ванного колебания. Из этого следует, что нарушение симметрии амплитуд и
фаз колебаний боковых частот при неточной настройке контура на несущую
частоту со„ приводит к нелинейным искажениям передаваемых сообщений.
Эти искажения проявляются в возникновении новых частот, кратных частоте
Q полезной модуляции.
Кроме искажения формы огибающей амплитуд, возникает также пара¬
зитная фазовая модуляция колебания, так как при вращении векторов DCt
и DC., (см. рис. 6.20) непрерывно изменяется фаза 0 (t) вектора QF относи¬
194

тельно фазы несущего колебания (принятой в качестве исходной). В неко¬
торых случаях это может привести к дополнительным искажениям сигнала.
Полученные выше результаты нетрудно распространить на любую коле¬
бательную цепь, например на связанные контуры. Если резонансная кри¬
вая такой цепи симметрична относительно несущей частоты ю0, то правую
ветвь этой кривой можно рассматривать как характеристику коэффициента
D (см. рис. 6.18).
6.9.	ПРОХОЖДЕНИЕ
ФАЗОМАНИПУЛИРОВАННОГО КОЛЕБАНИЯ
ЧЕРЕЗ РЕЗОНАНСНУЮ ЦЕПЬ
Наряду с непрерывной фазовой модуляцией в радиотехнике находит
применение фазовая манипуляция, заключающаяся в скачкооб¬
разном изменении фазы высокочастотного колебания на 180° в определенные
моменты времени (рис. 6.21, а). Амплитуда и частота колебания поддержи¬
ваются при этом неизменными. На рис. 6.21, б фазы 0 и л чередуются перио¬
дически; при передаче реальных сигналов закон чередования может быть
более сложным.
Рассмотрим явления в резонансных цепях,возникающие в моменты скачко¬
образного изменения фазы входного сигнала. При этом будем считать,
что тактовые интервалы Тг между двумя соседними скачками фазы намного
больше длительности возникающих в цепи переходных процессов, так что
рассмотрение каждого из скачков изолированно от предыдущих вполне до¬
пустимо.
Для выявления принципиальной стороны вопроса ограничимся простей¬
шим случаем — передачей фазоманипулированного сигнала через одиноч¬
ный колебательный контур, настроенный на частоту сигнала м„, т. е. м„ —
=	«р.
Совместим начало отсчета времени с моментом скачка, как это показано
на рис. 6.21. Тогда для t > 0 выходной сигнал на основании принципа супер¬
позиции можно представить в виде суммы свободного колебания, существую¬
щего после выключения ранее действовавшего сигнала, и нарастающего коле¬
бания с фазой заполнения, на 180 отличающейся от фазы предыдущего сиг¬
нала.
Пренебрегая различием между собственной частотой контура отсв и ре¬
зонансной частотой о)р, можно для двух упомянутых колебаний написать
следующие выражения;
а, (()=^Л0е~“«' cosojptf, а.,(() =	-Д,(1 е )cosо»,,/.
Знак минус в правой части второго выражения учитывает опрокидывание
фазы.
Результирующий сигнал на выходе цепи (рис. 6.22)
+-<М0“( —А,-М„е --A,e-V )coso>,,/ =
«= —Л0(1 —2е~а,;/) cos (ор/.
Из-за инерционности контура скачок фазы входного сигнала приводит к из¬
менению амплитуды выходного сигнала. В момент времени — 0,69ак,
когда е~“к<0 = 1/2, огибающая обращается в нуль. Чем меньше а„ (или
чем больше добротность контура), тем больше t,„ т. е. тем протяженнее про¬
цесс установления колебания с новой фазой.
195

Рнс. 6.21. Фазоманипулированное коле¬
бание (а) и изменение фазы (б)
Рис. 6.22. Возникновение паразитной AM
в резонансном контуре прн скачкообраз¬
ном изменении фазы входной ЭДС.
В более сложных колебательных цепях, а также при наличии расстрой¬
ки между частотами со0 и сор картина несколько усложняется: помимо
возникновения паразитного изменения огибающей нарушается и характер
изменения фазы. Вместо скачкообразного изменения получается плавный
переход фазы от первоначального значения к новому. При этом способ опре¬
деления структуры выходного сигнала остается прежним, только аг (t)
и а2 (0 в выражении для sBblx (t) будут представлять собой колебания с
несовпадающими частотами. Вычислив модуль и аргумент суммарного
колебания, нетрудно найти огибающую и фазу выходного сигнала.
Пусть сигнал на входе избирательной цепи имеет вид колебания, изо¬
браженного на рис. 6.23, а. В некоторые моменты времени частота скачком
изменяется от од до са2 или от <о2 Д° % ПРИ постоянной амплитуде и непре¬
рывной фазе в моменты скачков частоты. Последнее допущение продиктовано
желанием выяснить влияние на параметры выходного сигнала одной лишь
манипуляции частоты, без наложения манипуляции фазы (рассмотренной в
предыдущем, параграфе).
Совместим начало отсчета времени с моментом изменения частоты от од
до со2 (рис. 6.23, б) и положим, как и в § 6.9, что к моменту t = 0 все про¬
цессы, связанные с предыдущим скачком частоты, уже закончены. Таким
образом, при t < 0 выходной сигнал представляет собой гармоническое ко¬
лебание с частотой coj и постоянной амплитудой А0.
На первый взгляд может показаться, что изменение скачком одной лишь
частоты входного сигнала при постоянстве амплитуды и отсутствии скачка
фазы не должно сопровождаться переходными процессами. В действитель¬
ности это не так, поскольку в цепях, запасающих энергию, переход от од¬
ной частоты к другой неизбежно связан с изменением запаса энергии.
Основная идея, на которой базируется дальнейшее рассмотрение, за¬
ключается в том, что мгновенное изменение частоты внешней ЭДС эквива¬
лентно выключению старой ЭДС с частотой ад и включению в тот же момент
новой ЭДС с частотой а>2. Аналогичный прием был использован в § 6.9 для
скачка фазы входного сигнала, однако в данном случае дело несколько ослож¬
няется несовпадением частот различных слагаемых.
Итак, результирующее колебание на выходе линейной цепи при t> О
где	(t) — свободное колебание, связанное с выключением в момент t — О
старой ЭДС (частоты од); а2 (t) — нарастающее колебание, обусловленное
включением новой ЭДС (частоты со2).
6.10.	ПРОХОЖДЕНИЕ ЧАСТОТНО-
МАНИПУЛИРОВАННОГО КОЛЕБАНИЯ ЧЕРЕЗ
ИЗБИРАТЕЛЬНУЮ ЦЕПЬ
Овь,х(0~М0 + О2 (0-
(6.55)
196

Рассмотрим одиночный колебательный контур при съеме выходного напря¬
жения с емкости (рис. 6.24). Резонансную частоту контура <op приравняем
частоте ео0, а скачок частоты 2 Л со (см. рис. 6.23, б) будем считать симметрич¬
ным относительно (о0:
(Oj = со0 ■— До) = сор — До), 0)2 = 0)0Ч" До) = со,, 4~ Дм.
Тогда свободное колебание ал (t) в соответствии с (6.47) можно записать
в форме
ОЕ
,	° 	p"~f/lVsin(rn /—cpj), t^O,
~\f 14- (До))2т£	p Y1/	^
где множитель Q соответствует Kmax, косинус заменен синусом ввиду съема
напряжения с емкости, входящей в последовательный контур, a cpj ~
= arctg (o)j — сор) тк. Поскольку <с wp, то фх =■ —arctgAcorK и
a%{t) = —	-e~</TKsin(eo /+-ер). t^O
I	+- (Д(0)2 та
(здесь использовано обозначение ер = arctgAcorJ.
В результате аналогичных рассуждений колебание а2 (t) по аналогии
с (6.45) можно представить в виде
a2(t)=—	— [sinfo).>/ — ф)-~e~'/TKsin(eop/ — ep)|. i^O. (6.56)
V 1 + (Дсо)2 т*
В данном случае ф входит со знаком минус, так как на частоте <о2 > «>р
ток в контуре отстает по фазе относительно ЭДС.
После подстановки в (6.56) ео2 = о»р 4- Део выражение (6.55) приводит¬
ся к виду
а„ых (0 = 	■- {cos (Дсо/—ф) sin со t +
[ Н-(Дс))»т*
+ [sin (Део/ — ф)+ 2 sin фе_,/тк] coscop/) = ЛВЫх V) sin |wp / +• I (/)[.
Огибающая Лвых (/) и переменная часть фазы £ (t) выходного сигнала
определяются выражениями
(О
	QF-U
V1 + <Лй,)а Тк
VI f 4е
;(0 =arcig
sin (Дсо/—ф) +2е
-//т„
1 sen ер
cos (До)/ —ф)
-Т
а
О
МИШ
\ШГ
СО
гп/ш1
Ssf-i
ln/c>i
> I
I
и
(о
S)
т.
т1
I
i
i
[ °(0
	—
О	7}	Т
"T(!sin ер sin (Део/ —ер) -i- 4e“2,/T,<sin2 ер,
Рис. 6.23. Частотно-манипулированное ко
лебание (о) и характер изменения частоты
(б)
Рис. 6.24. Колебательный контур, возбуж¬
даемый частотно-манипулированным коле¬
банием
197

Рис. 6.25. Установление частоты колебания
в контуре при скачкообразном изменении
частоты воздействия в зависимости от па¬
раметра /> = Д<о/<Хк
Основной интерес в данном
случае представляет закон измене¬
ния частоты выходного колебания
г= Юр + До¬
выполнив дифференцирование,
после некоторых несложных вы¬
кладок1 можно прийти к следую¬
щему результату:
у ^<|) ('*) _
Дш
	I — 2е~ M,,/bLOs Awt
1 ■ 4е—	sin ср |sj п (Ао>Г—
-- q.) t е~ sin ф!
1 м»- “
Графики У (Aw/) для нескольких значений параметра b построены на
рис. 6.25. Заметим, что полоса пропускания контура, определяемая по ослаб¬
лению сигнала до 1/J/2 от максимального значения, равна 2ак ----- wp,Q.
Следовательно, параметр b есть не что иное, как отношение полного скач¬
ка частоты сигнала 2До> к полосе пропускания 2ак.
Из рис. 6.25 видно, что при b < 0,5, т. е. когда Aw/<xK < 0,5, процесс
установления частоты практически не отличается от процесса установления
амплитуды при внезапном включении ЭДС. Заметное расхождение наступает
при b > 0,5.
6,11.	ПРОХОЖДЕНИЕ ЧАСТОТНО-
МОДУЛИРОВАННОГО КОЛЕБАНИЯ ЧЕРЕЗ
ИЗБИРАТЕЛЬНЫЕ ЦЕПИ
В § 6.8 было показано, что при гармонической AM передача колебания
через контур, точно настроенный на несущую частоту, не сопровождается из¬
менением формы огибающей, имеет место лишь ослабление глубины модуля¬
ции.
При ЧМ неравномерность амплитудно-частотной и кривизна фазо-частот¬
ной характеристик контура оказывают более сложное влияние на параметры
выходного колебания. Даже при гармонической модуляции частоты спектр
колебания обычно содержит очень большое число пар боковых частот. Нару¬
шение нормальных амплитудных и фазовых соотношений между отдельными
парами боковых частот приводит к искажению закона модуляции даже при
полной симметрии характеристик цепи относительно несущей частоты коле¬
бания.
При ЧМ влияние цепи может сказаться:
в искажении закона изменения мгновенной частоты и мгновенной фазы
колебания;
в изменении амплитуды полезного частотного отклонения в зависимости
от частоты модуляции Q;
в возникновении паразитной AM.
1 Подробные выкладки см. в предыдущем издании настоящей книги. Там же рас¬
сматриваются амплитудные изменения выходного колебания при скачкообразном изме¬
нении частоты ЭДС на входе контура.
198

При детектировании колебаний с помощью частотного детектора напря¬
жение на выходе приемника пропорционально изменению мгновенной часто¬
ты колебания. Поэтому искажение закона изменения мгновенной частоты в
колебательных контурах передатчика и приемника приводит к нелинейным
искажениям сигнала, проявляющимся на выходе детектора в виде добавочных
напряжений с частотами, кратными частоте модуляции Q.
Второе из отмеченных выше изменений параметров частотно-модулиро-
ванного колебания приводит к неравномерности АЧХ радиолинии с ЧМ и,
следовательно, к частотным (линейным) искажениям сигнала.
Рассмотрим воздействие ЭДС, частота которой изменяется по закону
<о (/) = со0 i cosii/,	(6.57)
на резонансную колебательную цепь. Амплитуду ЭДС считаем строго по¬
стоянной, так что ЭДС можно представить выражением [см. (3.23)1
е (t) — Е0 cos (i>)0t + msinH/).
Комплексный коэффициент передачи цепи обозначим через
К (i(o) — К (ш) е‘ч’<#)).
1,0'
Примерный вид модуля К (со) и фазы ф (со) для обычной резонансной
цепи изображен на рис. 6.26, а. Так как перед ср (со) выбран знак плюс, то
фазовая характеристика ф (со) имеет отрицательный наклон в полосе про¬
зрачности цепи. Частотный спектр и график изменения мгновенной частоты
со (t) входной ЭДС показаны на рис. 6.26, бив. Колебательные цепи обычно
настраиваются на среднюю частоту модулированного колебания, поэтому
рис. 6.26 и дальнейшее рассмотрение относятся к случаю сор = со„.
Для нахождения колебания на выхо¬
де цепи в принципе можно воспользо¬
ваться тем же методом, что и в случае
AM (см. § 6.8). При этом необходимо
учесть изменение амплитуд и фаз для
каждой из пар боковых частот ЭДС в
соответствии с кривыми А (со) и ф (со).
Однако подобный вполне точный метод
пригоден лишь при очень малых индек¬
сах модуляции, т. е. если состав спект¬
ра ЧМ колебания мало отличается от
состава спектра AM колебания.
В практике чаще всего приходится
встречаться с модуляцией, характери¬
зующейся столь большим числом спект¬
ральных составляющих в используемой
полосе частот, что применение спект¬
рального метода сопряжено с больши¬
ми, иногда непреодолимыми' трудностя¬
ми вычисления. В таких случаях при¬
ходится прибегать к приближенным ме¬
тодам. позволяющим, хотя и не вполне
точно, находить колебание на выходе
цепи по заданному закону изменения
мгновенной частоты ЭДС на входе и по
заданным ФЧХ цепи без разложения
ЭДС в спектр.
\к
1 /
/2V]"
|\
L
1 Ч
\2Аы0
1
[ ы0
\| °
1
njliZ !
ю
ы
	ш.
1——
О
! 2п
й>д!
1
в.)
Рис. 6.26. Передаточная функция це¬
пи (а), спектр ЧМ колебания (б) и
график мгновенной частоты (в) это¬
го колебания

Эти методы, называемые методами мгновенной частоты,
основаны на допущении медленности изменения частоты. Частота модуляции
считается настолько малой, что амплитуду и фазу колебания на выходе цепи
в каждый момент времени можно без большой погрешности определить по
частотной и фазовой характеристикам цепи так же, как и в стационарном
режиме. Таким образом, принимается, что установление стационарных коле¬
баний на выходе происходит почти одновременно с изменением частоты на
входе цепи.
Эти предпосылки тем ближе к истине, чем больше период модуляции 2л/й
и чем меньше постоянная времени цепи тк. Так как последняя обратно про¬
порциональна полосе пропускания цепи 2Д(о0, то одним из условий приме¬
нимости метода мгновенной частоты является неравенство Q/Aco0 <7Г 1.
При одной и той же частоте Q скорость изменения мгновенной частоты
входной ЭДС зависит от амплитуды частотного отклонения ыд, поэтому соб¬
людения только этого неравенства еще недостаточно. Должны быть нало¬
жены ограничения и на отношение о>д До>0.
Более подробное рассмотрение показывает, что если Шд/Дш0 меньше единицы или
близко к ней, то метод мгновенной частоты обеспечивает вполне достаточную для прак¬
тики точность.
При выполнении указанных условий напряжение на выходе цепи можно опреде¬
лить с помощью выражения
«вых (/) = £, Re 1е'*<0 К (/со)] = К (со) Re {e'WW+ *<«)]},
где ф (t) = со0/ т sin Qt — полная фаза ЭДС на входе цепи (см. § 3.4); ср (<о) —
аргумент коэффициента передачи цепи.
Из этого выражения видно, что амплитуда выходного напряжения изменяется по
закону
/Дых (/) ~ЕВ К (со) =Е0 К (<о0 -j- сод cos Q<),
а мгновенная частота — по закону
,А	йср
о.вых	'
Так как первый член в правой части этого выражения представляет собой мгно¬
венную частоту входной ЭДС со (/), то \ (t) = dif/dt характеризует влияние рассматри¬
ваемой цепи на частоту выходного колебания. При выполнении оговоренного выше
условия медленности модуляции §, как правило, мало по сравнению с о)д. Итак,
Швых (Г) = со (/) 4- I (t).	(6.38)
Если известно уравнение ФЧХ ф (со), то, подставляя вместо аргумента ш мгновен¬
ную частоту со (/) =■ о)0 4 о)д cos Qt и дифференцируя по /. получаем общее выра¬
жение для £ (/):
l(t) — |ф (со04-содсо.ч Ш)|.	(6.59)
dt
При периодической модуляции частоты | (f) также является периодической функ¬
цией времени и может быть разложена в ряд Фурье. Так как при настройке цепи на
среднюю частоту со0 ФЧХ обычно антисимметрична относительно со0, то ряд Фурье
содержит одни лишь нечетные гармоники; Q, ЗП, 5П, ... Учитывая, наконец, что при
изменении частоты по закону (6.57) производная ср, т. е, £ (0. является нечетной функ¬
цией времени, приходим к выводу, что ряд Фурье содержит одни лишь синусоидальные
члены;
£ (i) — $\ sin Й/" $я sin ЗШ -. .. .
где <?!, £3, ... — амплитуды гармоник функции £; (/).
Подставляя | (!) в (6.58), получаем
совых (t)~ «о + сод cos Qf-4-^, sin Qi- i-^sin ЗШ-4- . .. ~ o>0 -j- ]/g>J-c $} X
X cos (Qt—y) 4-^?3 sin 3Q(	co0 + o)a cos (Qt — у) +Л sin 3Q/4- . ..	(6,60)
Слагаемое S\ под знаком радикала можно отбросить как величину высшего порядка
малости по сравнению с о>д.
200

Сопоставление выражений (6.57) и (6.60) позволяет сделать вывод, что влияние
цепи на выходное колебание заключается в запаздывании фазы сообщения на угол у,
определяемый выражением
y = arctg(^’1/o)A)
(6.61)
и в возникновении нечетных гармоник в законе изменения мгновенной частоты. Как
отмечалось выше, наибольшее значение обычно имеет последнее обстоятельство.
Поясним применение метода мгновенной частоты на примере одиночного колеба¬
тельного контура.
Подразумевая под К (ico) отношение комплексной амплитуды напряжения на
конденсаторе к амплитуде ЭДС, включенной последовательно в контур, получаем
	1/с'соС
^	г [1 +/ (со— (Оо) тк]
Учитывая, что со — со0 = сод cos и пренебрегая изменением со в числителе,
так как сод обычно мала по сравнению с <о0, можем записать
К (ссо) ж
Q
i (1 + сс0дТк cos Q?)
	Q
У1+К тк cos Q^)2
е
'ф,
где
Ф= —
я
7
+ arctg (сод тк cos Qt) •
На основании соотношения (6.59) находим
6(0 =
Псод Тц sin Qt
1+со2 t£cos2
(6.62)
Применяя (2.24), находим
2 л
Sx~— Г £ (t) sin Qtd (Qt),
л J
о
2я
<#з = —— Г | (t) sin 3Qtd (Qt).
Я J
о
Произведя интегрирование (см. (2.553.3), (2.554.2) и (3.644.3) в [7]), получим сле¬
дующие окончательные формулы для амплитуд первой и третьей гармоник функции
6(0:
тт к
(Ю+с
0>
- -	2	(1-]Л+о>2т2)»
3 ттк	®£т2
(6.63)
Здесь т = сод/Q.
Рис. 6.27. Зависимость коэффициента гар¬
моник от девиации <вд при заданной по¬
стоянной времени контура тк
Рис. 6.28. Возникновение паразитной AM
при модуляции частоты
201

(6.64)
Далее по формуле (6.61) находим фазовый сдвиг для сообщения
ёх
Y = arctg 	= arctg
ГГКйп т,
д 1к
(]Л+ш3 тД— 1)
Теперь нетрудно определить коэффициент гармоник по частоте 3Q на выходе ча¬
стотного детектора. Для этого нужно разделить амплитуду <?3 третьей гармоники функ¬
ции £ на амплитуду шд основной частоты Q [см. (6.63)]:
Кгз
1-]/1+м^
ШД Т„
(6.65)
График зависимости тКгз (шдтк) изображен иа рис. 6.27. При <одтк С 1 форму¬
лы (6.64) и (6.65) упрощаются:
7«Птн, А(г3 ~ (щдтк)3/4/и.
При шдтк 1 (но т > 1), т. е. при девиации, почти равной полосе пропускания
контура, формулы (6.64) и (6.65) дают
у=0,8/т, А(Гз = 0,13/т.
Итак, в условиях, когда метод мгновенной частоты применим, предельные иска¬
жения в одиночном контуре не превышают долей процента.
Нетрудно найти изменения амплитуды выходного колебания. Для этого можно
воспользоваться резонансной кривой контура и произвести построение, показанное на
рис. 6.28. Видно, что основная частота изменения огибающей амплитуд U вдвое пре¬
вышает частоту модуляции £2.
Глава 7. ПРОХОЖДЕНИЕ СЛУЧАЙНЫХ
СИГНАЛОВ ЧЕРЕЗ ЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ
С ПОСТОЯННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
7.1. ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ХАРАКТЕРИСТИК
случайного процесса в линейных цепях
Пусть на входе линейного четырехполюсника (рис. 7.1) с передаточной функ¬
цией К (ia) и импульсной характеристикой g (t) действует случайный процесс
s (t) с заданными статистическими характеристиками; требуется найти
статистические характеристики процесса sBUX (t) на выходе четырехполюс¬
ника.
В гл. 4 были рассмотрены основные характеристики случайного процес¬
са: распределение вероятностей; корреляционная функция; спектральная
плотность мощности.
Определение последних двух характеристик является наиболее простой
задачей. Иначе обстоит дело с определением закона распределения случай¬
ного процесса на выходе линейной цепи. В общем случае при произвольном
распределении процесса на входе отыска¬
ние распределения на выходе инерционной
цепи представляет собой весьма сложную
задачу.
Лишь при нормальном распределении
входного процесса задача упрощается, так
как при любых линейных операциях с
гауссовским процессом (усилении, фильтра-
s(t)
■о о-
KCieu)
о дШ о-
SBbix
ft)
Рис. 7.1. Линейный четырехпо¬
люсник с постоянными пара¬
метрами
202

ции, дифференцировании, интегрировании и т. д.) распределение остается
нормальным, изменяются лишь функции #(т) и W (со). Поэтому, если зада¬
на плотность вероятности входного процесса (с нулевым средним)
то плотность вероятности на выходе линейной цепи
Дисперсия DSBbIX — а|вых легко определяется по спектру или по кор¬
реляционной функции. Таким образом, анализ передачи гауссовских про¬
цессов через линейные цепи по существу сводится к спектральному (или
корреляционному) анализу.
Последующие четыре параграфа посвящены преобразованию только спек¬
тра и корреляционной функции случайного процесса. Это рассмотрение спра¬
ведливо при любом законе распределения вероятностей. Вопрос же о пре¬
образовании закона распределения при негауссовских входных процессах
рассматривается в §7.6—7.7.
7.2.	СПЕКТРАЛЬНАЯ ПЛОТНОСТЬ МОЩНОСТИ
И КОРРЕЛЯЦИОННАЯ ФУНКЦИЯ СЛУЧАЙНОГО
ПРОЦЕССА НА ВЫХОДЕ ЦЕПИ
Содержание данного параграфа ограничено рассмотрением стационар¬
ных случайных процессов.
Спектральную плотность входного процесса обозначим Ws (со). Задача
нахождения Ws вых (со) легко решается с помощью рассуждений, аналогич¬
ных использованным при выводе выражения (4.31). Умножив спектральную
плотность Хкт (со) «усеченной» реализации процесса xk (/) на передаточную
функцию фильтра К (гсо), получим спектральную плотность этой же реали¬
зации на выходе
Х*гвых ~ Х*Г (со) К (1С0)-
Энергию рассматриваемого отрезка реализации можно определить с по¬
мощью равенства Парсеваля
Т/2	оо
3«вы*= J *2г»ы*(0Л=“ j |Х*г(«>Л*| К(йо)1*</<*>.
— Г/2	—00
Тогда по аналогии с выражением (4.34) получаем
,	|ХГ((0)|2
W, вых И - Hm	(со) к2 (со).	(7.2)
7 -♦ос	I
Корреляционная функция случайного процесса на выходе фильтра опре¬
деляется с помощью выражения (4.39'):
оо	со
Я,„ы*(т) = -^- J ^sвых (<*>) е‘,от(1ь> = j Ws (со) К2 (со) е‘“тdco. (7.3)
— оо	— со
Соотношения между характеристиками случайных процессов на входе и
выходе цепи можно вывести также и на основе заданной импульсной ха¬
рактеристики цепи.
203

Действительно, поскольку спектральной функции W s(co) соответствует
корреляционная функция
оо
Rs(r)=-^-j Ws (со) еш da,	(7.4)
— ОО
а спектральной функции К2 (со) —
ОО
J	(7.5)
I.	—оо
т. е. корреляционная функция импульсной характеристики g (t) [см., на¬
пример, (2.136), в которой нужно S2 (со) заменить на /С2 (со)], то произведе¬
нию спектральных функций Ws (со) и К2 (со) соответствует свертка функ¬
ций Rs (т) и Rg (т) [см. (2.64)]
ОО
Явных(т)= J R3(x)Rg(x—x)dx.	(7.6)
— ОО
Таким образом, по заданным корреляционным функциям Rs (т) и
Rg (т) определяется корреляционная функция на выходе Rs вых(т), после
чего находится энергетический спектр
оо
№ввыхИ= j я8вых(т)е-‘“Мт.	(7.7)
■— 00
Особый интерес представляет случай , когда процесс на входе является
белым шумом. В этом случае WsЕЫх (со) = W0 = const и в соответствии с
(7.3)	и (7.5)
00
Я8ВЫХ(т)-=1Г0-^ f К2 (cd) e‘fflT d(>> = W0 Rg (т).	(7.7')
— оо
Выражение (7.7') можно применять и в тех случаях, когда энергетический
спектр Ws (со) равномерен лишь в полосе прозрачности цепи.
Итак, ни спектральный, ни корреляционный анализ прохождения ста¬
ционарного случайного процесса через линейную цепь с постоянными пара¬
метрами не связан с какими-либо трудностями.
г*
* •,.
7,3.	ХАРАКТЕРИСТИКИ СОБСТВЕННЫХ ШУМОВ
В РАДИОЭЛЕКТРОННЫХ ЦЕПЯХ
При анализе передачи сигналов по радиоэлектронным цепям наряду с
неизбежными искажениями формы сигналов необходимо учитывать также и
собственные шумы цепи. Эти шумы, накладываясь на сигнал, ограничивают
информационную емкость последнего. Проблема шумов особенно актуальна
при усилении слабых сигналов.
В радиоэлектронных устройствах имеются два основных источника
шумов: дискретная структура тока в усилительных элементах (транзисто¬
ры, электронные лампы и т. д.) и тепловое движение свободных электронов
в проводниках электрической цепи.
Рассмотрим первый источник на примере дробового эффекта, присущего
электронному току в усилительных приборах. Этот ток представляет собой
204

Рис. 7.2. Спектральная плотность 0](м)
одиночного импульса и энергетический
спектр Wi(a)) случайного процесса
совокупность импульсов, каждый из которых обусловлен переносом заряда
одного электрона. Полный ток, являющийся суммой очень большого числа
перекрывающихся, расположенных случайным образом на оси времени
импульсов, представляет собой стационарный эргодический случайный про¬
цесс, для которого справедлива центральная предельная теорема х. Поэто¬
му распределение электронного тока можно считать нормальным с плотно¬
стью вероятности
Р (0 =—7“—ехР
V2зт (J;
(1-1 о)2
2о?
(7.8)
Постоянную составляющую тока /0 и среднюю мощность флуктуационной
составляющей of можно определить с помощью следующих рассуждений.
Пусть среднее за 1 с число импульсов тока равно Так как каждый
импульс переносит заряд одного электрона е, то полное количество электри¬
чества, переносимое в среднем за 1 с, равно kte. Это и есть постоянная со¬
ставляющая тока. Таким образом,
/о — к-^е.
Введем в рассмотрение спектральную плотность Gx (со) одиночного им¬
пульса тока ie (t — th), обусловленного переносом заряда е одного электро¬
на (tu — момент вылета электрона). Независимо'от формы этого импульса
значение Gx (со) при со = 0 равно площади импульса [см. (2.55)1:
Gi(0)= f ie(t-tk)dt = e.	(7.9)
J
— оо
Длительность xe импульса ie (t) зависит от геометрии электронного при¬
бора, от напряженности электрического поля в междуэлектродных проме¬
жутках и т. д. Ширину спектра импульса в грубом приближении можно
приравнять 2/те. Таким образом, модуль спектральной плотности импульса
ie (t — th) можно представить в виде графика, показанного на рис. 7.2.
Максимальная ордината
Энергия одного импульса по формуле Парсеваля
оо
5l = ~2n J С'(ш)йсо’
— ОО
а суммарная энергия импульсов за 1 с, т. е. средняя мощность процесса
(при сопротивлении 1 Ом),
оо
+	{ ^G^^da + ll^of + Il	(7.10)
2я J 11 См. § 4.2, п. 3.
205

5
-о-
+ —
-о о
бк0
СУ
\]гИ(ы) с :
Щ (
]zH(«) (5
i(t)
u(t) Г
с
i i-
Г
-а0
0
Рис. 7.3. Транзисторный (а) и ламповый (б) усилители и единая схема замещения для
флуктуационного тока (в)
Первое слагаемое в правой части (7.10) определяет мощность флуктуа-
ционной составляющей тока, второе слагаемое — мощность постоянной со¬
ставляющей /0.
Из выражения (7.10) вытекает, что энергетический спектр флуктуаци-
онной составляющей электронного тока совпадает по форме со спектраль¬
ной плотностью энергии G? (со) отдельных импульсов, образующих слу¬
чайный процесс
W',.(co) = fe1G?(co).	(7.11)
Примерный вид Wt (со) представлен на рис. 7.2.
Учитывая, что kx = 101е, а также то, что в пределах полосы частот ~2/те
имеет место равенство (7.9), получаем1
tt7f(co)«e/0, 0< (со) < 1/те.	(7.12)
Таким образом, приходим к выводу, что в указанных пределах дробовой
шум можно считать белым шумом.
Выражения (7.8) и (7.12) определяют основные статистические характе¬
ристики дробового тока.
Теперь нетрудно выявить статистические характеристики напряжения
шума на выходе цепи, содержащей «шумящий» элемент. На рис. 7.3, а и б
изображены схемы транзисторного и лампового усилителей, а на рис. 7.3, в—
единая схема замещения для флуктуационного тока i (t). Входные зажимы
база — эмиттер (соответственно сетка — катод) соединены накоротко, чтобы
подчеркнуть отсутствие внешнего воздействия на усилитель. В качестве ис¬
точника шума в схеме замещения показан генератор тока i (t), статистичес¬
кие характеристики которого р (i) и Wt (со) были определены выше.
Напряжение шума и (t), создаваемое на линейном нагрузочном элементе
Z „ (со), распределено, как и ток i (t), по нормальному закону
Спектральная плотность случайного процесса и (t) определяется соот¬
ношением
Wu — Wi (со) Ц (со)	(7,14)
[ср. с (7.2); в данном случае вместо безразмерной передаточной функции
К. (со) фигурирует сопротивление ZH (со)].
Применяя к (7.14) преобразование (4.39), можно определить корреля¬
ционную функцию напряжения шума на выходе усилителя, а также вели¬
чину cru, т. е. среднеквадратическое напряжение шума. 11 В технической литературе также распространена формула W; (со) = 2е/0, при
выводе которой среднюю мощность а? относят только к положительным частотам.
206

Рассмотрим механизм формирования собственного шума в резистивном
и резонансном усилителях.
В резистивном усилителе сопротивление Z„ (tco) определим для схемы на
рис. 5.10, а по формулам
Z,, (т) =
R (1 /<о)С0)
/?+1//о)С0
ZSH
R2
1 + (о)С0 R)2
(7.15)
Постоянная времени цепи RC0 во много раз больше длительности им¬
пульса те; соответственно полоса пропускания цепи RC0, примыкающая к
нулевой частоте, во много раз уже, чем ширина спектра Wt (со), показанно¬
го на рис. 7.2. Поэтому при определении воздействия на цепь дробового шу¬
ма его можно рассматривать как белый шум со спектром Wt (со) = е/0.
Тогда по формуле (7.14)
Wu (со) -= е!0 Д*/[ 1 + (wC0 Я)2]
и по формуле (4.39')
(7.16)
Ru (т) = е/0 R2 -
2л
1
l+(u>Co R)2
-dco
eh R2
(ЯСо)2
-f
л J
cos сот
(l/KC0)* + «o*
dco.
Входящий в правую часть Чштеграл
vo
J
cos сот
			-dw = —RC0exp - JlL
(l/RCB)2 + a2	2	0 l RC0
Таким образом,
eh R
exp
(7.17)
2C0	\ RC0
При т = 0 это выражение определяет дисперсию напряжения шума
сг£ и среднеквадратическое напряжение шума ои:
ol~Ru(0)	l/"
“v ’	2С0	V	2С0
(7.18)
Нормированная корреляционная функция шума
ru(x)=exp(~\x\/RC0).	(7.19)
Графики спектра Wu (со) и функции лц (т) изображены на рис. 7.4 и
7.5.
Интервал корреляции напряжения шума в данном примере определяется
величиной |т|/ЯС0 л? 1. Нетрудно пояснить смысл полученного результа-
Рис. 7.4. Спектр шумового напряжения
на выходе резистивного усилителя
Рис. 7.5. Нормированная корреляцион¬
ная функция шума, соответствующая
спектру Wu(o>) (рис. 7.4)
207

та. Напряжение шума на нагрузке образуется совокупностью беспорядочно
следующих импульсов тока, создаваемых отдельными электронами. Каж¬
дый из этих импульсов создает импульс напряжения, длительность которого
определяется постоянной времени нагрузки. При наложении большого чис¬
ла импульсов относительная скорость изменения суммарного напряжения
шума и (/) должна быть того же порядка, что и скорость изменения отдель¬
ных импульсов. Поэтому для независимости напряжений, отсчитываемых в
моменты t и t + т, величина т должна быть не менее длительности импуль¬
сов, образующих шум.
Для количественной оценки напряжения шума, создаваемого дробовым
эффектом, приведем следующий пример, характерный для апериодического
усилителя: постоянный ток /0 = 10 мА, сопротивление нагрузки R = 5 кОм,
емкость С0 = 50 пФ.
Применяя формулу (7.18), находим среднеквадратическое напряжение
шума на выходе усилителя
о
и
1,6-1Q—1С • 10 -10—3 • 5 • 103
2.50-10-12
= 2,8-10-“ В = 0,28 мВ.
Определенное таким образом напряжение можно условно рассматривать
как результат приложения некоторого напряжения шума ко входу усили¬
теля. При коэффициенте усиления Ку эквивалентное напряжение шума
на входе следует приравнять величине иск = аJKy. При коэффициенте
усиления Кг « 100 получаем иск « 3 мкВ. Это значение и определяет ниж¬
ний порог сигнала, который еще имеет смысл усиливать данным усилите¬
лем.
Аналогичным образом можно рассмотреть формирование шума в колеба¬
тельной цепи резонансного усилителя, схема которого изображена на
рис. 5.13.
По аналогии с выражением (7.14) определим спектр
W „ (со) = W, (со) Z?к (со) = el0 ZJK И,
(7.20)
где
z э„0'®)=-
-эк р
1 -)- шэк
1-М
2 (со — о)р)
a Z3K р = Rm — сопротивление контура (шунтированного резистором
Rm) при резонансе. Отсюда квадрат модуля сопротивления нагрузки
ZIк (и) = /?ш/[ 1 + (со—сор)2 т£],
(7.21)
где тк = 2<Зэк/сор — постоянная времени контура.
Таким образом,
Wa( со) = el0 £*,/[ 1 + (ш -сор)2 tJ] .	(7.22)
График спектра Wu (со) изображен на рис. 7.6.
Выражение (4.39') для корреляционной функции в данном случае при¬
нимает следующий вид:
R и М — R
оо
— f
2я J
Jb)T
l-f-(O) — со
>)2'
da
eIaR*
ОО
tJ
COS 0)Т
1 +(<0—C0p)2T2
da.
208

Рис. 7.6. Спектр шумового напряжения
на выходе резонансного усилителя
Рис. 7.7. Нормированная корреляцион¬
ная функция, соответствующая спектру
(рис. 7.6)
Переходя к новой переменной % = w — сор, получаем
R	Г cos(Ml+Mp)x
“	ft J
-•р
ОО	00
fcoscoxa *	.	f sinoit ,
		— acoi — sm <on т \			— aco,
1+4XK	J
—a>n	\	— 0)
el0 Rl
Заметим, что при достаточно большой добротности контура выполняется
условие
“р % = юр (2<?ЭКЛ0Р) = 2 Q9k > 1.
Поэтому нижний предел интегралов —сор можно заменить на —оо. Вто¬
рой интеграл обращается при этом в нуль вследствие нечетности подынтег¬
ральной функции относительно переменной интегрирования <о,_. Первый же
интеграл вследствие четности подынтегральной функции приводится к виду
00	00
С coswiT ,	2 р costo.T ,
1			— aco, jss	 l 				aco,.
J	t* J	1 /т*+а>*
Аналогичный интеграл был вычислен при выводе формулы (7.17). Ис¬
пользуя этот результат, получаем
cos (о_ т — е ,т,/тк =
= ° ^ е |Т|/Тк cos (ор т = ef0 Rm aK е ак1т| cos сор т.
Тк
(7.23)
Здесь через ак = 1/тк обозначено затухание контура. Учитывая, что при
шунтировании контура сопротивлением Rm коэффициент затухания ак —
= 1/2RmC, записываем формулу (7.23) в следующей форме:
с/р Rш	ак|т|
2С
COS (ррт.
(7.23')
Из формул (7.23), (7.23') вытекает, во-первых, что средний квадрат напря¬
жения шума на контуре
Ои = Ru (0) — с/0 о:к — е/0 Rm/2C	(7.24)
209

и среднеквадратическое напряжение шума аи = V eI0Rm/2C-, во-вторых,
нормированная корреляционная функция определяется выражением
rv (т) ^е““к|т| coscopT = e_'|T|/TKcoscopT.	(7.25)
График функции ги (т) показан на рис. 7.7. Интервал корреляции в рас¬
сматриваемом случае определяется ходом огибающей функции ги (т), т. е.
множителем е_|т|/тк в выражении (7.25).
Пересчет напряжения шумов ко входу усилителя, как и для апериоди¬
ческого усилителя, можно сделать по формуле иск = cru//Cy, в которой под
Ку следует подразумевать коэффициент усиления на резонансной частоте.
Напряжение шума, выделяемое на высокодобротном колебательном кон¬
туре, показано на рис. 4.17. Приведенные в § 4.6 характеристики узкополос¬
ного случайного процесса могут быть полностью отнесены к дробовому шуму
в резонансном усилителе.
Нужно иметь в виду, что изложенный в данном параграфе материал дает
представление лишь о методе анализа характеристик собственных шумов,
формируемых избирательной цепью усилителя. Механизм образования шу¬
мов зависит от ряда физических и конструктивных особенностей усилитель¬
ных (активных) элементов, которые здесь не рассматриваются.
В заключение укажем, что приведенные выше соотношения можно ис¬
пользовать также при анализе теплового шума в избирательных цепях. Не¬
обходимо лишь спектр такого шума определять по формуле, известной из
физики,
Wu (со) = 2kTR,	(7.26)
где R— сопротивление резистора, генерирующего шум; k— 1,38 X
х 10~23 Вт - с/град — постоянная Больцмана; Т — асболютная темпера¬
тура.
Тепловой шум является белым шумом.
Как и в выражении (7.12), Wu (со) здесь определено для положительных
и отрицательных частот. При отнесении мощности шума только к положи¬
тельным частотам коэффициент 2 следует заменить на 4.
7.4.	ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ СЛУЧАЙНОЙ
ФУНКЦИИ
Пусть задан стационарный эргодический случайный процесс s (/) со
спектром Ws (со) и корреляционной функцией Rs (т); требуется найти ана¬
логичные характеристики для производной s (/). Не останавливаясь здесь
на рассмотрении всех условий дифференцируемости случайной функции,
ограничимся основным требованием: энергетический спектр Ws (со) при
со -> оо должен убывать быстрее, чем J /со2, так что
оо
jj со2 Wg (со) dco < оо.	(7.27)
— ОО
Это условие выполняется для большинства практических задач, так как
спектр Ws (со) формируется физической цепью, передаточная функция ко¬
торой при со ->-оо убывает быстрее, чем 1/со (а квадрат модуля уменьшается
быстрее, чем 1/со2). Условию (7.27) не отвечает белый шум с бесконечно широ¬
ким спектром, однако обычно рассматривается шум с ограниченным спектром.
210

Считая условие (7.27) выполненным, рассмотрим прохождение случай¬
ного сигнала s (t) через идеальную дфференцирующую цепь, передаточная
функция которой К (ш) — шт0 (см. (6.17)].
Применяя выражения (7.2), (7.3), можем написать
W
;(©) = K»U7s(©) = t2©2 Г8(ш),
оо
^вых(т)=т2-1- j ©2 Ws (со) е1Чот й(л.
— оо
Дисперсия процесса на выходе устройства
оо
Т^вых” авых = Ц- j Щ*У,(В)ЛО.
(7.28)
(7.29)
(7.30)
Рассмотрим следующий пример. Пусть спектр процесса на входе диффе¬
ренцирующего устройства равномерен в полосе частот —/1 ^ f ^ /V
WA со) —
W0 при ] со | ^ 2лД = Дсо1(
0 при | ш \ >2я/х=Д©1.
Корреляционная функция подобного процесса [см. (4.41)1
^5(т) = ^o2/i(sin Д^т/Дш^),	^
а дисперсия
Ds=ol = Rs(0)=W02f1.	(7.31)
Нормированная корреляционная функция
гg (т) = (sin Дацт^/ДшхТ.	(7.32)
После дифференцирования получаем W7gBbIX(©) =т2©2 U70 и
ДО»!
Rs вых(т)~ то^О — Г <й2 COS ©Т d« = -2-— -^з{2Д(01Т COS Д©ХТ +
я J	я т
0	f
+ [(Д©хт)2—2] sin Д©хт).
Домножив числитель и знаменатель на (Д©х)3 и учитывая, что
W0 Д©!= Г02я/Х= яа2,
приводим предыдущее выражение к виду
R* вых (т) = (A«i т0)2 о| у(Д©х т),	(7.33)
где у (Д©х т) = (Д©х т) ~3 {2Д©хт cos Д©х т -f [(Д% т)2— 2] sin Дшх т).
При т —*- 0 получается неопределенность вида 0/0.
Применив правило Лопнталя, получим у(0) = 1/3. Тогда
Rs вых (0) = °вых = (А«1 Т0)2Off у (0) = а! х%(Д©х)2/3.	(7.33')
Сопоставляя (7.33') с выражением (4.83'), в котором Д©0 следует
заменить на Д©х, а г0(т) на г8(т), приходим к окончательному резуль¬
тату
Я..ых(0)= —of то rs(0).	(7.34)
В § 7.6 будет показано, что выражение (7.33') справедливо для произ¬
водной любого стационарного случайного процесса (при К (i©)= i сот0).
211

Графики функций Ws (со) и Wa вых (со), а также функций г, (т) и
г, вых (т) изображены на рис. 7.8, а н б; параметр AcojT0 = 1. Из рисунка
видно, что дифференцирование приводит к ослаблению нижних частот ис¬
ходного процесса. Относительное возрастание высших частот приводит к бо¬
лее четко выраженной осцилляции корреляционной функции (см. рис. 7.8, б).
Рассмотрим теперь прохождение того же случайного сигнала через реаль¬
ное дифференцирующее устройство в виде ЛС-цепи (см. рис. 6.7). Квадрат
передаточной функции дифференцирующей цепи в соответствии с (6.19)
К2 И = <о2т2/(1 + м2т2), т0 = #С.
Таким образом, энергетический спектр на выходе цепи
ИГ. вых О»)
to2 rg ^ (AcotTp)2 (со/Дср!)2 ^
l + co2rJ 0	1-{-(Асо, Тр)2 (м/Дсох)2 °
(7.35)
График №8ВЫХ
вой линией.
Корреляционная
(ю) для AwjTo = 1 представлен на рис. 7.8, а штрихо-
функция
Д(0]
^вых(т)-Т2 W0±- J
О
to2 cos сот
1 + £02т8
da,
Цвых
: (0) '
Аш,
Т
+£02tJ
■ da =
То я
arctg (AwjTo)].
(7.36)
Результат вычисления нормированной корреляционной функции
Г5 ВЫХ (т) = PS8bJX (т)/а2ых представлен на рис. 7.8, б штриховой ли¬
нией (для AcojTo = 1).

Можно считать, что при Ла^т,, 4С 1 физическая PC-цепь осуществляет
дифференцирование рассматриваемого случайного процесса, близкое к
точному дифференцированию.
7.5.	ИНТЕГ РИРОВАНИЕ СЛУЧАЙНОЙ ФУНКЦИИ
Для выявления некоторых особенностей интегрирования случайной
функции рассмотрим сначала прохождение стационарного случайного
процесса через физическую интегрирующую RC-цепь (см. рис. 6.8).
Пусть на входе этой цепи начиная с момента t = —оо действует случай¬
ная функция s (/) со спектром Ws (оо) и корреляционной функцией Rs (оо).
Считая процесс на выходе установившимся, можно определить U7S ВЬ1Х (оо)
и R, выХ (т) с помощью выражений (7.2) и (7.3), подставив в них |см. (6.20)1
К2 (оо) = 1 /[ 1 + (оот0)2].
Таким образом,
Г, вых (оо) = К2 (оо) W, (оо) = W, (оо)/(1 +оо2т20),	(7.37)
ОО
Ws (оо) cos ОРТ
14-ш*'**
da.
(7.38)
Рассмотрим два частных случая: s (t) = 0 и s (t) ф 0. В первом случае
спектр Ws (со) не содержит слагаемого с 6-функцией [см. (4.35)—(4.37)];
полагая Ws (оо) = W„ — const (белый шум), получаем корреляционную
функцию
ос
о
COS СОТ
1 4$ +■ со2
и дисперсию
oLx = W„!2t„=W0/2RC.
da =
Zle-|T|/T«	(7.39)
2т0
(7.40)
Во втором случае (при s (/) Ф 0), когда в соответствии с (4.35) спектр
Ws (со) =.[s (t)]2 2л6 (со) -f- W_ (оо),
причем (со) = W0 = const (как и в предыдущем случае), корреляцион¬
ная функция и дисперсия будут
^Bb,x(4 = |s(()|22n Г 6И cos“JT do.)
2я J	1 -J-тй or
+	e—I xi/T.f	(7.41)
2tn
1__ Г* W_ (to) cos сот rf(i)
2jt J 1 -j-тЦ to2
ог|ых = W7„/2t0 *= WJ2RC.	(7.42)
Из приведенных соотношений видно, что в установившемся режиме про¬
цесс на выходе физической интегрирующей цепи является стационарным,
как и на входе.
213

Иначе обстоит дело при точном математическом интегрировании, кото¬
рому соответствует нереализуемая передаточная функция
К («а») = 1йот„
[см. (6.18)1.
Условие интегрируемости случайного процесса при. этом принимает сле¬
дующий вид:
I W 8 rfl0 <~ до.	(7.43)
Нели условие дифференцируемости случайной функции (7.27) наклады¬
вало требование достаточно быстрого убывания U7S (ю) при о> -► оо, то при
интегрировании аналогичное требование относится к поведению Ws (со)
при со -> 0.
Интегрирование стационарного процесса s (t) с Ws (0) Ф 0 приводит к
нестационарному процессу с неограниченно возрастающей дисперсией.
Если s (() Ф 0, то математическое ожидание процесса на выходе также
неограниченно возрастает.
Следует иметь в виду, что идеальное интегрирующее устройство можно
рассматривать как фильтр с бесконечно малой полосой пропускания. Про¬
цесс установления в таком фильтре длится бесконечно долго. Поэтому ста¬
тистические характеристики интеграла случайного процесса существенно
зависят от пределов, т. е. от длительности интегрирования.
7.6.	ПАРАМЕТРЫ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ СЛУЧАЙНОГО
ПРОЦЕССА НА ВЫХОДЕ ЛИНЕЙНОЙ ЦЕПИ.
ХАРАКТЕРИСТИЧЕСКАЯ ФУНКЦИЯ
Как отмечалось в § 7.1, при негауссовском случайном процессе на входе
отыскание закона распределения на выходе инерционной цепи является
сложной задачей, не имеющей прямого решения. Существуют лишь при¬
ближенные методы решения, связанные с большими вычислительными труд¬
ностями.
Один из таких методов основан на использовании характеристи¬
ческих функций случайного процесса и известных соотношений
между характеристической функцией и моментами распределения процесса.
В теории вероятностей под характеристической функцией 0* (ц) слу¬
чайной величины х или характеристической функцией данного распреде¬
ления р (х) подразумевается среднее значение функции е'^, т. е.
бл. (г|) — М (е'пг)	(7.44)
(здесь т) — вещественная переменная).
При заданной плотности вероятности р (х) среднее значение величины
е'1'* можно определить с помощью выражения
,х,
0iVd|)—	e,,|v/; (х) dx.	(7.45)
Правая часть этого выражения есть не что иное, как преобразование
Фурье функции р (х). Следовательно, если известна характеристическая
214

функция Ьх (ц) какой-либо случайной величины х, то плотность вероятно¬
сти р (х) можно найти с помощью обратного по отношению к (7.45) преобра¬
зования Фурье
X/
Р(*) = 7- f В.<(lOe-'vdT).	(7.46)
В частности, для нормального закона распределения
Р(х)= ехР ( ~ ТТГ
4/2я Од \
характеристическая функция в соответствии с (7.45)
ос
0.V (л) — о f еХР (	55*") еХР (IT1*) dx-
С помощью преобразований, аналогичных (2.75) и (2.77), получаем1
0.v (л) = ехР ( —<з2х т]2/2).	(7.47)
Таким образом, при нормальном распределении график характеристичес¬
кой функции относительно г) имеет такую же форму, как и график плотно¬
сти вероятности относительно х. Поэтому о степени приближения распре¬
деления какой-либо случайной величины к нормальному можно судить по
тому, насколько характеристическая функция рассматриваемой величины
приближается к функции, определяемой* выражением (7.47).
Характеристическая функция 0Л (т]) полностью определяется моментами
случайного процесса и может быть представлена рядом
ос
0* 01)^1 + V (й|)*,	(7.48)
о
где моменты k-vo порядка определяются 1см. (4.3) для & = 1] выражением
'Иц= J xkp(x)dx.	(7.49)
Знание моментов распределения позволяет найти характеристическую
функцию 0Л. (ц), а по ней и функцию распределения.
Вычисление по формуле (7.48) оказывается неприемлемо сложным для
практики. Обычно довольствуются решением более простой задачи о пре¬
образовании лишь нескольких моментных функций в линейной системе, ко¬
торые дают косвенное представление об одномерной плотности вероятности
случайного процесса на выходе. Поясним это на примере простого линейного
преобразования — дифференцирования случайного процесса х (/). Найдем
1 В общем случае, когда среднее значение случайной величины не равно нулю и
р (л ) = -
ехр
(л-— л)2
I 2л оЛ
характеристическая функция
в* (ч) = ехр (ixT) —о* if/2)
(см., например. [13]).
2о!
215

первые две моментные функции случайного процесса у (() — dx (t)/dt, т. е.
процесса на выходе дифференцирующего устройства.
Математическое ожидание процесса у (/)
М \у (()] = М [dx/dt] — М
Пт *(*+&)-*(*)
Л1->о	At
Операции осреднения и перехода к пределу перестановочны, поэтому
можно написать
м [у (/)1 = lim М [х(<+Д/)1—MU(/)1 _|im mxlU+M) — mxl(t) __
At-*o	At	<\/-+o	At
_ dmxi (t)
di
Следовательно, при дифференцировании случайной функции ее момент-
ная функция первого порядка также подвергается дифференцированию.
Очевидно, что для стационарного случайного процесса первая моментная
функция производной равна нулю.
Повторяя аналогичные рассуждения для моментной функции второго
порядка процесса у ((), можно получить [при условии стационарности про¬
цесса х (01
Г dx (М dx{t,) |_ d2mx2(T) _ d2 Кx (т)	(7 50)
[ d/, dti J dr2	di2
где т = |(2 — (il.
При т = 0
M [«/’(()] = -а’гДО).	(7.51)
К этому результату, совпадающему с (7.34'), можно прийти более про¬
стым способом на основе спектральной плотности мощности процесса х (/)
и передаточной функции цепи К (iw)—m (для момента второго порядка).
Для более сложных цепей, осуществляющих различные линейные пре¬
образования случайного процесса, широко распространен способ,, основан¬
ный на стохастических дифференциальных уравнениях, и некоторые дру¬
гие методы [14].
Приведем теперь пример задачи, когда использование характеристичес¬
ких функций оказывается весьма эффективным способом.
Пусть требуется найти плотность вероятности суммы некоторого числа
взаимно независимых слагаемых хъ х2, ..., Хы-
Характеристическая функция суммы имеет следующий вид:
0 (г)) = Л1[е/т,Л1 =Л1 [е111 (*’+*,+ ■■■+*n) | ж М [е11'*1] М [е^*1]... М |e/T|*/v]“
= 9*i Ol) Сч) 9xw(ti),	'	<7-52)
т. е. характеристическая функция суммы независимых случайных величин
равна произведению характеристических функций слагаемых.
Для частного случая, когда все слагаемые имеют одинаковые распре¬
деления и, следовательно, одинаковые характеристические функции
9/V (Г)) = 19, 01)]".	(7.53)
216

Используем выражения (7.45), (7.46) для определения плотности веро¬
ятности суммы нескольких гармонических колебаний со случайными фаза¬
ми. Амплитуды колебаний одинаковы и равны А0 = 1/АЛ
Основываясь на плотности вероятности гармонического колебания
(4.25), находим характеристическую функцию
Мч)» — f
я J
tir\x
dx.
(7.54)
Подставляя е'т'* = costjx + isim)x и учитывая, что sint]x/V 1 — х3 яв¬
ляется нечетной функцией х, получаем (см. 3.753.2 в [28])
01 (ч) » — f	dx « уо (т]),	(7.55)
п J yi— X3
о г
где У о — бесселева функция первого рода нулевого порядка.
Для отсчета, взятого из суммы N гармонических колебаний с одинако¬
выми амплитудами 1 /N, но со случайными взаимно независимыми фазами,
характеристическая функция в соответствии с (7.53) будет
9*(ч) = [Уо(ч/КЛ0Г.	(7.56)
Амплитуда каждой из синусоид приравнена 1/V5V для того, чтобы дис¬
персия суммы, равная 0,5У (1/VA02, оставалась при увеличении числа си¬
нусоид неизменной.
На рис. 7.9 изображены характеристические функции для различных
значений N. При N > 4 функция 9дг (т]) быстро приближается к предельной
кривой N -> оо, соответствующей нормальному распределению суммы.
Для отыскания плотности вероятности суммы N гармонических колебаний
необходимо в соответствии с выражением (7.46) вычислить интеграл
оо	ОО
Pn(x)	J 0.V (Г)) е-‘Ч*dr) = j ро (	cos цхйц.	(7.57)
— оо	О
При N — 1 получается исходное выражение р (х) для одной синусоиды
[формула (4.25)1, а при N = 3, 4 функции ри (х) имеют вид, показанный на
рис. 7.10. Сплошной линией изображена функция pN (х) при нормальном
распределении (N ->• оо).
/
Рис. 7.9. Характеристические
функции для суммы N гармо¬
нических колебаний со случай¬
ными фазами
217

Рис. 7.10. Плотность вероятно¬
сти суммы N гармонических
колебаний со случайными фа¬
зами (рис. 7.11)
Полученные результаты показывают, что при суммировании хотя бы
пятн-шести гармонических колебаний со случайными и взаимно независи¬
мыми фазами получается стационарный случайный процесс, близкий к гаус¬
совскому.
Это справедливо для значений |дс|< У N (при А0 = 1). При больших
значениях \х\ ры (х) = 0, в то время как при нормальном распределении
р (х) отлично от нуля. Таким образом, при конечном числе слагаемых N на
«хвостах» кривой распределения неизбежно расхождение между pN (дс) и
Д» (*)•
7.7.	НОРМАЛИЗАЦИЯ СЛУЧАЙНЫХ ПРОЦЕССОВ
В УЗКОПОЛОСНЫХ ЛИНЕЙНЫХ ЦЕПЯХ
Пусть на входе линейной цепи (с постоянными параметрами) действует
стационарный случайный процесс с распределением, отличным от нормаль¬
ного, Если интервал корреляции этого процесса меньше постоянной времени
цепи (т, е. ширина энергетического спектра больше полосы пропускания
цепи), то распределение случайного процесса на выходе приближается к
нормальному. Эффект нормализации проявляется тем сильнее, чем уже по¬
лоса пропускания цепи. Поясним это положение на двух примерах.
Сначала рассмотрим воздействие на высокодобротный колебательный
контур последовательности коротких, неперекрывающихся, случайным об¬
разом расположенных на оси времени импульсов (рис. 7.11), причем посто¬
янная времени контура тк велика по сравнению со средней величиной ин¬
тервалов между импульсами. Напряжение на контуре в какой-либо момент
времени tx является суммой свободных колебаний, вызванных предыдущими
импульсами и не успевших полностью затухнуть к рассматриваемому мо¬
менту. Чем уже полоса пропускания цепи, тем длительнее свободные коле¬
бания и, следовательно, тем большее число соизмеримых по величине и не¬
коррелированных слагаемых принимает участие в образовании результи¬
рующего напряжения в момент В соответствии с центральной предель¬
ной теоремой эти предпосылки достаточны для приближения распределения
к нормальному.
При спектральном подходе эффект нормализации можно объяснить сле¬
дующим образом. Спектр колебания в контуре суммируется из спектров от¬
дельных импульсов входной последовательности. Внутри каждого из этих
парциальных спектров фазы спектральных составляющих полностью кор-
218

1 г ъ
4	5	6 7	8
I I
Х-Л
tк ^к*1
Рис. 7.12. Изменение частоты колебания по
пилообразному закону со случайным периодом
релированы, а между фазами состав¬
ляющих из различных спектров ника¬
кой корреляции нет (из-за случайной
расстановки импульсов на оси времени).
Чем уже полоса прозрачности конту¬
ра, тем меньшую роль играет корреля¬
ция фаз в парциальных спектрах.
Приведем другой пример, поясняю¬
щий явление нормализации в узко¬
полосной цепи. Пусть на контур воз¬
действует непрерывное колебание с по¬
стоянной амплитудой и с частотой,
модулированной по пилообразному за¬
кону со случайным периодом (рис. 7.12). При каждом пробеге частоты через
полосу прозрачности контура 2Аш0 в последнем возникает свободное коле¬
бание, амплитуда которого обратно пропорциональна наклону «пилы».
Так как моменты пересечения полосы прозрачности расположены на оси
времени случайным образом, то и свободные колебания образуют импульс¬
ную последовательность со случайными интервалами (th, /ft+1).
При медленном качании частоты, когда интервалы велики по сравнению
с постоянной времени контура тк, свободные колебания не перекрываются.
Предположим, что тк велико по сравнению со средним значением интерва¬
лов Гср.Тогда в любой момент времени будет накладываться много колеба¬
ний со случайными и взаимно независимыми фазами и амплитудами. При
этом входное колебание, закон распределения которого определяется фор¬
мулой (4.25) (изменение мгновенной частоты не отражается на одномерном
законе распределения высокочастотного колебания с постоянной амплиту¬
дой), преобразуется в случайную функцию с распределением, близким к
нормальному. Нормализация будет тем полнее, чем больше тк по сравнению
с Пр.
Учитывая, что для одиночного контура имеет место соотношение Дсо0тк =
== 1, а средняя частота «пилы» Fcv — 1/7^, условие нормализации'можно
записать в форме неравенства Fcp > Дсо0-
В широкополосных линейных цепях при некоторых условиях может
иметь место эффект, обратный описанному выше эффекту нормализации:
распределение процесса на выходе цепи может отличаться от нормального
распределения больше, чем на входе. Можно привести простой пример по¬
добного эффекта.
Пусть на вход дифференцирующего устройства подается совокупность
относительно длинных импульсов, имеющая распределение, близкое к
нормальному. В результате дифференцирования каждый из импульсов
превращается на выходе в пару очень коротких импульсов, соответствую¬
щих фронтам входного импульса. Число взаимно перекрывающихся импуль¬
Рис. 7.11. Отклики колебательной це¬
пи на отдельные импульсы хаотиче¬
ской последовательности
219
2Аб)р

сов на выходе уменьшается, благодаря чему приближение к нормальному
закону на выходе оказывается худшим, чем на входе. Подобный эффект
иногда называют «денормализацией» процесса.
Следует подчеркнуть, что отмеченный эффект не противоречит тому,
что в любой линейной цепи гауссовский процесс сохраняет нормальный
закон распределения. Если в приведенном выше примере среднее число
импульсов в единицу времени довести до бесконечности (что необходимо
для получения строго нормального распределения), то при дифференциро¬
вании, которое можно осуществить в физически реализуемой цепи, про¬
цесс будет гауссовским также и на выходе цепи.
Глава 8. НЕЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ И МЕТОДЫ
ИХ АНАЛИЗА
8.1. НЕЛИНЕЙНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ
Основные радиотехнические преобразования осуществляются с помощью
либо нелинейных цепей, либо линейных цепей с переменными параметра¬
ми. Однако последние реализуются тоже с помощью нелинейных элементов
(например, емкость р-п-перехода в полупроводниковом диоде), а некото¬
рые параметрические цепи сами работают в существенно нелинейном режиме
(например, параметрический генератор). Приведем примеры некоторых не¬
линейных элементов.
Следует различать резистивные (сопротивления) и реактив¬
ные (индуктивности, емкости) нелинейные элементы.
Для радиотехнических цепей и устройств наиболее характерными и
распространенными резистивными нелинейными элементами являются по¬
лупроводниковые, ламповые и любые другие приборы, используемые для
усиления или преобразования сигналов и имеющие нелинейную вольт-
амперную характеристику. Важным параметром резистивного нелиней¬
ного элемента является крутизна его характеристики.
Различают два следующих определения крутизны характеристики:
а) в рассматриваемой рабочей точке при слабом сигнале (дифференциальная
Рис. 8.1. Линейный режим работы эле¬
мента с нелинейной вольт-амперной ха¬
рактеристикой
Рнс. 8.2. Нелинейный режим работы эле¬
мента с той же вольт-амперной харак¬
теристикой, что и иа рис. 8.1
220

крутизна) и б) при сильном гармони¬
ческом колебании (средняя крутизна).
С первым определением крутизны,
соответствующим линейному режиму
работы прибора (рис. 8.1), мы имели
дело в гл. 5, где эта крутизна опре¬
делялась выражением [см. (5.30),
(5.33)] вида
, (8.1)
\ du )и=и,
а напряжение U0 приравнивалось
Uбэо (Для транзистора).
Второе определение крутизны со¬
ответствует существенно нелинейному
режиму работы устройства (рис. 8.2)
и может быть дано лишь при учете
формы вольт-амперной характерис¬
тики нелинейного элемента в широ¬
ких пределах, зависящих от ампли¬
туды входного сигнала (это будет
сделано в §8.5).
Примером нелинейной емкости может служить любое устройство с не¬
линейной вольт-кулонной характеристикой q (и).
На рис. 8.3 изображены вольт-кулонная qnn (и) и вольт-фарадная ха¬
рактеристики Снл = <7НЛ (и)!и нелинейной емкости и аналогичные характе¬
ристики <7Л (и) и Сл = qn («)/и = const для линейной емкости. Вольт-ку¬
лонная характеристика нелинейной емкости в рассматриваемом примере
была задана выражением ?„л (и) = bLu+ b2u2 при = 1 Кл/В и Ь2 =
= 0,3 Кл/В2. В дальнейшем нелинейная емкость будет обозначаться С (и).
Если приложенное к емкости С (и) напряжение изменяется во времени,
то ток через емкость можно определить с помощью одного из двух эквива¬
лентных выражений
Рис. 8.3. Вольт-кулонная и вольт-фарад¬
ная характеристики линейной и нели¬
нейной емкостей
.	_ dg (и) dq{u) du
U dt	du dt
(8.2)
('(f) =
d[C(u) u]
dt
dC(u) , n. .
— и	LJ.	£ (и)
dt
du
~dt
U —	-f C (u)
du
du
dt
(8.3)
Если напряжение и = U0 + e, где U0 — напряжение в рабочей точке,
а е—изменение напряжения, причем |е| < t/0, то емкость можно пред¬
ставить в виде
Со
‘fowl (м)
du
«=£/»
(8.4)
Определенную таким образом емкость иногда называют дифферен¬
циальной.
Параметр С0 определяется крутизной вольт-кулонной характеристики
<7ИЛ (и). Показанная на рис. 8.3 зависимость С0 от и определялась по фор¬
муле
С0— bi + 2Ьг и («=£/, = 1 2-0,3 Л/о-
Наконец, катушка с ферромагнитным сердечником, обтекаемая сильным
током, доводящим сердечник до магнитного насыщения, является примером
нелинейной индуктивности L (t).
221

Соотношение между током i и напряжением ut на индуктивности следует
из исходного выражения для потокосцепления
Очевидно,
Ф (/) = L (0 /.
uL (О
dФ (<)
dt
^diLJLi+L{i)JL
di dt	4 dt
(8.5)
dL (i)
dt
+ L (0
di
dt
(8.6)
Если задано напряжение uL (t) на индуктивности, то, очевидно,
(t)dt - <b(t) ----- L (i) i (t)
и, как и в случае линейной индуктивности,
Под дифференциальной индуктивностью подразу¬
мевается величина
I ~ ЛФ(П
L°~ di
,i = /.
(8.7)
Понятиями «дифференциальные сопротивление, емкость и индук¬
тивность» широко пользуются при рассмотрении воздействия относительно
слабых сигналов на нелинейные элементы. При этом нелинейность элемента
проявляется лишь в том, что /?0, С0 и L0 зависят от управляющего напря¬
жения (или тока), определяющего положение рабочей точки на нелинейной
характеристике. По отношению же к слабому сигналу подобный элемент яв¬
ляется линейным устройством с переменным параметром (если управляю¬
щее напряжение изменяется во времени).
Свойства таких элементов рассматриваются в гл. 10.
8.2.	АППРОКСИМАЦИЯ НЕЛИНЕЙНЫХ
ХАРАКТЕРИСТИК
Для анализа и расчета нелинейных цепей необходимо задать вольт-ам-
перные или иные аналогичные характеристики нелинейных элементов в
аналитической форме. Реальные характеристики обычно имеют сложный
вид, что затрудняет точное их описание с помощью достаточно простого ана¬
литического выражения.
Широкое распространение получили способы представления характе¬
ристик относительно простыми функциями, лишь приближенно отображаю¬
щими истинные характеристики. Замена истинной характеристики прибли¬
женно представляющей ее функцией называется аппроксимацией
характеристики.
Оптимальный выбор способа аппроксимации зависит от вида нелиней¬
ной характеристики, а также от режима работы нелинейного элемента. Од¬
ним из наиболее распространенных способов является аппроксимация степен¬
ным полиномом.
Запишем аппроксимирующий степенной полином в форме
г (и) =i (£/0) + ах (и— Uо) +а2 (и — Ц0)2 +а3 (и—U й)3 + ...	(8.8)
Если под нелинейным элементом подразумевается транзистор, то i —
ток коллектора, а и — напряжение, например, между базой и эмиттером.
Для вакуумного триода или пентода и — нацряжение между управляющей
сеткой и катодом, a i — анодный ток и т. д.
222

Рис. 8.4. Положение рабочей точки и преде- Рис. 8.5. Характеристика, для аппрок-
лы использования вольт-амперной характе- симации которой требуется полином
ристики (а, в), при которых применима третьей степени
аппроксимация полиномом второй степени
Коэффициенты ах, а2, а3, ... определяются выражениями
Нетрудно видеть, что ах представляет собой крутизну характеристики
в точке u—U0, а2— первую производную крутизны (с коэффициентом
1/2!), а3 — вторую производную крутизны (с коэффициентом 1/3!) и т. д.
При заданной форме вольт-амперной характеристики коэффициенты ах,
а2, а3, ... существенно зависят от f/0, т. е. от положения рабочей точки на ха¬
рактеристике.
Рассмотрим некоторые типичные и важйые для практики случаи.
1.	Рабочая точка расположена на начальном участке характеристики,
имеющем вид квадратичной параболы (рис. 8.4). Предполагается, что под¬
водимое к нелинейному элементу напряжение сигнала es, накладываясь на
постоянное напряжение Е0 = U0> не выходит за точку Uu т. е. за начало ха¬
рактеристики.
Выражение (8.8) в данном случае можно записать в виде полинома вто¬
рой степени
1 (Uo Н" es) — 1" (Uо) Р ai4* а2 е1 •	(8.10)
Коэффициент аъ определяемый выражением (8.9), представляет собой
крутизну характеристики (8.1) и поэтому в дальнейшем обозначается сим¬
волом 5.
Коэффициент а2 определяется из условия, что при es — Ul— U0 ток
i — 0, откуда вытекает уравнение
1(Uо) “b'S (Ui	Uо) ~\~а2 (Ui Uо)2 — 0.
Таким образом,
а2— —[/ (Uo) + S{Ui—Uo)]l(Ui—U о)2-	(8.11)
2.	Рабочая точка является точкой перегиба характеристики, показан¬
ной на рис. 8.5. В точке перегиба кривой i = f (и) все производные четного
порядка равны нулю. Поэтому коэффициенты при четных степенях в выраже¬
нии (8.8) обращаются в нуль и его можно записать в форме
i (и) = ((t/0) -j- ах (и — Uо) 4-а3 (и —U0f + аь (и — ,//0)5 + -..	(8.12)
Для упрощения анализа часто ограничиваются полиномом всего лишь
третьей степени без квадратичного члена (неполным полиномом третьей сте¬
223

пени). Заменяя, как ивп. 1, и — U0 на напря¬
жение сигнала es, получаем
i (U0 + es) = i (U0) + at es + a3el	(8.13)
Соответствующая этой аппроксимации ха¬
рактеристика показана на рис. 8.5 штриховой
линией. Напряжение Umax, соответствующее
экстремумам аппроксимирующей функции и
отсчитываемое от и — U0, иногда называют на¬
пряжением насыщения. Заданием этого напря¬
жения, а также ох (крутизны 5 в точке U0) одно¬
значно, определяют коэффициент а3 в выраже¬
нии (8.13).
Действительно, в точке U3-\-Umax, т. е. при амплитуде входного
Рис. 8.6. Характеристика,
для аппроксимации которой
требуется полином высокой
степени
сигнала, равной £/„
' шах>
выполняется тождество
(£)
— “Ь За3 Umax ~ О,
откуда
п3= -ацзиъах = —S/WZvx < 0.	(8.14)
Отметим, что аппроксимацией (8.13) допустимо пользоваться, когда на¬
пряжение сигнала не выходит за пределы ±Umax.
3.	Рабочая точка находится на нижнем сгибе характеристики, изобра¬
женной на рис. 8.6. Если изменение напряжения настолько велико, что ис¬
пользуется участок, обозначенный на оси абсцисс буквами а, Ь, то для удов¬
летворительной аппроксимации требуется полином пятой и более высокой
степени. При этом анализ усложняется и применение степенного полинома
для практических расчетов оказывается неэффективным.
При очень больших амплитудах сигнала часто удобнее заменять ре¬
альную характеристику идеализированной, линейно-ломаной, составленной
из отрезков прямых линий. Такое представление характеристики называет¬
ся кусочно-линейной аппроксимацией. Некоторые при¬
меры кусочно-линейной аппроксимации изображены на рис. 8.7. Рис. 8.7, а
соответствует случаю, когда используются нижний сгиб и линейная часть
характеристики (участок а—с); рис. 8.7, б — когда сигнал захватывает ниж¬
ний и верхний сгибы (участок а—d), а рис. 8.7, в — когда сигнал достигает
также и падающего участка характеристики (участок а—f). Следует особо
подчеркнуть, что замена реальной нелинейной характеристики линейными
отрезками не означает линеаризации цепи. Например, несмотря на то, что
на участке b—с (рис. 8.7, о) характеристика линейна, по отношению к сигна¬
лу, захватывающему область изменения а—с, система в целом является су¬
щественно нелинейной.
Рис. 8.7. Примеры кусочно-линейной аппроксимации характеристики при различных
пределах ее использования
224

Кусочно-линейная аппроксимация особенно проста и удобна для ис¬
следований и расчетов, когда основное значение имеет нижний сгиб харак¬
теристики, т. е. когда можно ограничиваться двумя прямыми (рис. 8.7, а).
При более сложной форме используемого участка характеристики число ап¬
проксимирующих отрезков растет и кусочно-линейная аппроксимация теря¬
ет свои преимущества. В подобных случаях иногда для аппроксимации при¬
меняются различные трансцендентные функции, например гиперболический
тангенс, экспоненциальные функции и некоторые другие.
Описанные выше приемы аппроксимации применимы и к соответст¬
вующим характеристикам реактивных нелинейных элементов.
8.3.	ВОЗДЕЙСТВИЕ УЗКОПОЛОСНОГО
РАДИОСИГНАЛА НА БЕЗЫНЕРЦИОННЫЕ
НЕЛИНЕЙНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ
Под безынерционным нелинейным элементом подразумевается любой
электронной прибор с нелинейной вольт-амперной характеристикой при ис¬
пользовании его в диапазоне частот, на которых можно пренебречь влиянием
паразитных параметров (внутренних емкостей и индуктивностей).
Рассмотрим режим работы, представленный на рис. 8.8, при котором на¬
пряжение сигнала es (t) не выходит за пределы точки и вольт-амперная ха¬
рактеристика i (и) удовлетворительно аппроксимируется степенным поли¬
номом (8.8).
Сигнал es (t) зададим сначала в форме гармонического колебания
еа (t) = Е cos (соД 0,) = Е cos гЦ Д). Результаты анализа затем будут
распространены на некоторые узкополосные радиосигналы.
Подставив в (8.8) и — U0 = es (t), получим
i (t) = i (U0) + ax E cos 1Ц (t) -|- a2 E2 cos2^ (t) + a3 E3 cos3 (t) +... (8.15)
Форма тока i (t) показана на рис. 8.8.
С помощью тригонометрических соотношений
11	3	1
cos2x= —	1—— cos2x, COS3 X — 	COSXH	cos3x, COS* X —
2	2	4	4
— -7- -+- -7-c°s 2x 4- — cos 4x, cos5x= — cosx-j——cos3x-l-
8 2 8 8 16
—!-COs5a: и т.Д.
выражение (8.15) приводим к виду
((/)=[/([/о)+-|'02£Ч ± о4
+ —'a-о £5 + ---| cos
-f- (Qi Е -|—— а3 Е3 -(-
ФКО -Ь | ~chE2+ ~ах £4 + cos2г|?! Д) +
+ ( -j-a3£3+	...|cos3t|31(i')+ ^-^-a4£4-f ... jcos^ (*) +
( -J7 ab E* + " ■•) c°s 5Фх it) + .... = /о 4 /1 cos % (t) +1% cos 2фх Д) +
+/j cos Зф! (/) + ...	(8.16)
Из этого выражения видны следующие проявления нелинейности вольт-
амперной характеристики при гармоническом воздействии:
8 Зак. 1326
2 25

ток покоя i (U0) получает приращение,
обусловленное коэффициентами а2, а4, ...
при четных степенях полинома (8.8):
I0 — i(U0)-\——•о2£24-	й4 Ei 4*...;
(8.17)
амплитуда /х гармоники основной часто¬
ты ©х связана с амплитудой возбуждения Е
нелинейным соотношением, обусловленным
нечетными степенями полинома (8.8):
/1=а1£+_1аз£з+ _ ;	(8.18)
4
Рис. 8.8. Слабонелинейный ре-	. ...
жим работы усилительного	ток 1 (0 содержит высшие гармоники с
прибора	частотами пи>ъ кратными частоте воздействия
©!• Гармоники с частотами 2©!, 4®!,... обус¬
ловлены четными степенями, а гармоники с частотами Зюъ 5©!, ... — не¬
четными степенями полинома (8.8).
Очевидны также следующие положения:
наивысший порядок гармоник совпадает со степенью k полинома, ап¬
проксимирующего характеристику нелинейного элемента;
полная фаза л-й гармоники ф„ (t) = naj -f лв4.
Выражения (8.15)—(8.18) полностью сохраняют свою структуру при за¬
мене постоянной начальной фазы 04 модулированной фазой 04 (t) = вилах X
х s (t). Из этого следует, что сформулированные выше положения можно
распространить также и на воздействие частотно-модулированного сигнала
на безынерционный нелинейный элемент (при постоянной амплитуде). Не¬
обходимо лишь каждую из гармоник тока с амплитудой /„ трактовать как не¬
сущее колебание, модулированное по углу. Это объясняется тем, что при уг¬
ловой модуляции амплитуда колебания, несмотря на возникновение спектра
боковых частот, остается неизменной.
Для первой (основной) гармоники индекс угловой модуляции совпадает
с 01шах = т1> а для высших гармоник индекс л01тах=ллг1. Соответственно
но в л раз увеличивается и девиация частоты.
Сказанное иллюстрируется рис. 8.9. Частота модуляции Q ©4. С
увеличением номера гармоники ширина спектра боковых частот возрастает,
но, как отмечалось выше, амплитуда суммарного колебания остается рав¬
ной /„.
Рис. 8.9. Спектр тока при гармоническом воздействии на резистивный элемент (а) и то
же при частотной модуляции (б)
226

Для амплитудно-модулированного колебания, когда Е = Е (t), нели¬
нейность характеристики может коренным образом исказить форму переда¬
ваемого сигнала. Этот вопрос рассматривается в § 8.5, 8.7.
Рассмотрим теперь работу нелинейного элемента в режиме существен¬
но более нелинейном (рис. 8.10, а), получаемом при сдвиге рабочей точки
U 0 влево и соответствующем увеличении амплитуды возбуждающего напря¬
жения Е. В данном случае целесообразно применить кусочно-линейную
аппроксимацию вольт-амперной характеристики (см. § 8.2, комментарий к
рис. 8.7, а).
При гармоническом возбуждении ток i (t) приобретает импульсную фор¬
му (рис. 8.10, б). Угол 0, соответствующий изменению тока от максималь¬
ного значения 1т до нуля, получил название угла отсечки тока. Длитель¬
ность импульсов тока равна 20 (см. рис. 8.10, б). Из рис. 8.10, а очевидно
следующее выражение:
cos 0 = (Ux — U0)/E.	(8.19)
Амплитуда тока
1т = ах IE — (Ux — t/0)] = ахЕ (1 — cos 0),	(8.20)
где fli—крутизна линейной части вольт-амперной характеристики [см.
(8.9)1.
При гармоническом возбуждении нелинейного элемента форма импульса
тока в пределах —0 < ait < 0 близка к отсеченной косинусоиде и, если пре¬
небречь кривизной вольт-амперной характеристики на нижнем сгибе
(см. рис. 8.10, а), мгновенное значение тока можно выразить уравнением
i (i) = Гт (cos &>t—cos 0), —0<co/<0.	(8.21)
Символом Гт обозначена амплитуда импульса, которая получилась бы
при 0 = я/2.
Так как амплитуда реального импульса 1т соответствует моменту
ait — 0, имеет место соотношение
/m = l(0)=/m(l—COS0),
откуда
Iт— Im/(l COS 0).
8*
227

(8.22)
Подставив это выражение в (8.21), получим окончательно
i(0~—(cos <ot— cos 9), —0<o^<0.
1 —cos 0
Основываясь на этом выражении, нетрудно определить коэффициенты
ряда Фурье для периодической последовательности импульсов, представлен¬
ной на рис. 8.11. Вследствие четности функции i (t) относительно t [см.
(8.22)] ряд содержит одни лишь косинусоидальные члены. Применяя формулы
(2.24)	и (2.32), находим
в	в
Л»* 4z 1 1(ОdИ) - ~7,/m—я7 f (cos 0)/—cos6)d(cof) =
2л J	я (1 —cos 0) J
sin 9—9 cos 9
я (1 —cos 0)
в
(8.23)
Ix — — J i (t) cos cotd (a>t) =	—— J (cos cat — cos 0) cos a>td ((at) =
= /„
-8
0 — sin0 cos0
я (1 —cos 0)
(8.24)
Аналогично можно получить общее выражение для амплитуды п- й
г армоники
/ — /	2 (sin 0 cos 0—n cos пв sin 0)	,g 2g\
n m	mi(n2 — 1) (1—cos0)
Отношения
/0	sin 0 — 0 cos 0
a0 (0)=»
“i (B) =
Im я (1 —cos 0)
/L 0 — sin 0 cos 0
lm	Я (1 —COS 0)
(8.26)
a2 (0) — I2Hm>
<*n (0)=/n//m
называются коэффициентами соответственно постоянной составляющей,
первой гармоники и т. д. (функции Берга).
Графики коэффициентов а0, аь а2. • ••> 3 также отношения ух = ax/a0
при изменении угла отсечки от 0 = 0 до 0 = 180° показаны на рис. 8.12.
При 0 = 0 ток вообще равен нулю (нелинейный элемент заперт на протяже¬
нии всего периода); при 0 = 180° отсечца тока отсутствует и режим работы
становится линейным.
Из рассмотрения графиков функций ап (0) можно вывести важное за¬
ключение: при работе с углом отсечки меньше 180° отношение амплитуды
первой гармоники /х к постоянной составляющей /0 больше единицы. Видно,
что с уменьшением 0 отношение
Yi~
осх
«о
h
U
0 — sin 0 cos 0
sin 0—0cos0
(8.27)
228

Рис. 8.11. Импульсный ток. соответствую¬
щий режиму, представленному на рис. 8.10
Рис. 8.12. Коэффициенты разложения им¬
пульсного тока в ряд Фурье в зависимо¬
сти от угла отсечки 0	—»
растет. Кроме того, с повышением номера гармоники максимумы функций
а„ (0) перемещаются в область малых значений 0. Все эти обстоятельства
существенно влияют на выбор режима работы нелинейного элемента при
усилении колебаний, умножении частоты и при некоторых других-преобра¬
зованиях, которые изучаются в последующих параграфах данной главы.
8.4.	ВОЗДЕЙСТВИЕ БИГАРМОНИЧЕСКОГО
КОЛЕБАНИЯ НА НЕЛИНЕЙНЫЙ РЕЗИСТИВНЫЙ
ЭЛЕМЕНТ
Представим колебание в виде суммы
(() — Е, cos (о),/	0)) "К Е.2 cos (mJ — 0.,) = Е, cosip, (/) 4-
+ Е2 cos ф, (t).	(8.28)
Подстановка (8.28) в ряд (8.8) приводит к следующим результатам:
для линейного члена ряда
axes(t) = а,Е, cosi|', (t) 4- а2Е2 cos ф2 (/);	(8.29)
для квадратичного члена ряда
а2 el (t) = а.г |Е, cos ф, (/) -f Е2 cos ф2 (/)]* — а, Е'\ cos2 ф, (/) -f- а2 Е2 х
У cos2 ф2 (t) + 2а2 Ех Е-2 cos фх (() cos ф2 (0 =1 2 а2 (Е2 -f Е\) -f V2 а2 Е\ X
- cos 2 ((в, /	0,) 4 1 /,а2 Е2 cos 2 (<о, t -f- 0.,) 4- а2 Е, Е2 { cos ((to, 4- <о2) t +
-f- (0i +-02)l + cos |(cOj — ч)2) /-f-(0j — 02)]}.	(8.30) i
Первое слагаемое, не зависящее от времени, определяет приращение
постоянного тока. Слагаемые с частотами 2щ и 2щ представляют собой
вторые гармоники от соответствующих компонентов входного сигнала.
Слагаемые же с частотами со, 4-со2 и сох—со2 представляют комбинацион¬
ные колебания.
Частоты, образуемые квадратичным слагаемым a2ej (/), можно записать
в форме
(о = т»), + то,,
где коэффициенты тип могут принимать следующие значения:
m = 0, п — 0 —>■ to 0,
т = 2, п = 0 о = 2со,,)
[ гармоники второго порядка,
т = 0, п — 2 —>- со = 2(ог,)
•229

rn 1, n = 1 —>• oj = (ох + (u2 — комбинационные частоты второго по¬
рядка.
Проделав преобразование, аналогичное (8.30), над кубическим слагае¬
мым a^i (t), убедимся, что это слагаемое вносит в спектр частоты о —
= mia1 ± na>2 при следующих значениях т и п:
т = 1, п = 0-> со = о}.,)
1 гармоники первого порядка;
т— 0, п = 1 -v о) = о)2, J
т — 3, ах = 0 ->- (о = За,,)
} гармоники третьего порядка;
т = 0, п — 3-> w=3co2, )
1, п = 2 -*■ ю •=	± 2о>2, | комбинационные частоты третьего
т = 2, п ~ 1 о = 2сох ± ®2-1 порядка.
Приведенных выражений достаточно для установления закономерности
образования частот гармоник и комбинационных колебаний при бигармони-
ческом воздействии на нелинейный элемент:
слагаемые ряда (8.8) четной степени привносят в спектр тока гармоники
четных порядков [как и в случае воздействия одного гармонического колеба¬
ния (см. § 8.3)1, и, кроме того, комбинационные частоты четных порядков;
слагаемые ряда (8.8) нечетной степени привносят гармоники и комбина¬
ционные колебания нечетных порядков.
Из предыдущих выражений видно, что число р = т + п определяет
порядок колебаний, причем максимально возможный порядок рюлх = k, где
k — степень полинома, аппроксимирующего нелинейную характеристику.
Содержание предыдущего и настоящего параграфов показывает, что не¬
линейная цепь преобразует спектр входного сигнала: возникают гармоники
на кратных частотах и различные комбинационные колебания.
Принцип работы ряда радиотехнических устройств основан на исполь¬
зовании тех или иных составляющих спектра тока на выходе безынерцион¬
ного нелинейного элемента. Обобщенную структурную схему подобных уст¬
ройств можно представить в виде сочетания нелинейной цепи и линейного
фильтра.
На рис. 8.13 изображена схема, соответствующая «развязанным» не¬
линейному и линейному элементам, когда отсутствует обратная реакция вы¬
ходного сигнала на ток в нелинейной цепи. На схеме, показанной на
рис. 8.14, ток в нелинейной цепи tHJI (t) зависит как от входного сигнала
е (t), так и от напряжения ыВЬ1Х (t). Нелинейная функция / (е), описывающая
характеристику нелинейного элемента, зависит от его устройства и от ре¬
жима работы. Через Z(co) обозначено сопротивление (комплексное) линей¬
ной частотно-избирательной цепи. Структура этой цепи, частотная характе¬
ристика и полоса пропускания выбираются в зависимости от назначения уст¬
ройства.
—(t)
еШ
f(e)
Ивых (t)
еШ~
■б(е,иъых)
О"
СУ
т
i НА ct)
J ubbix(t)
Рис. 8.13. Нелинейный четы¬
рехполюсник и избирательная
пень для выделения полезных
составляющих спектра
Рис. 8.14, То же, что на
рис. 8.13, при наличии обрат¬
ной реакции
230

8.5.	НЕЛИНЕЙНОЕ РЕЗОНАНСНОЕ УСИЛЕНИЕ
В предыдущих главах линейные усилители трактовались как усилители
слабых сигналов, при которых амплитуда переменной составляющей тока
/х в активном элементе (например, в цепи коллектора транзистора) составля¬
ет небольшую долю от постоянного тока /0, отбираемого от источника пита¬
ния усилителя. При этом коэффициент полезного действия (КПД), опреде¬
ляемый как отношение мощности выходного сигнала к мощности, потребляе¬
мой от источника'энергии, весьма мал. (В резонансных усилителях, приме¬
няемых в радиоприемных устройствах, отношение /х//0 настолько мало, что
вопрос о КПД вообще не принимается во внимание.)
При значительной требуемой мощности сигнала вопрос о КПД усилите¬
ля приобретает первостепенное значение, особенно в технике радиопередаю¬
щих устройств. Повысить отношение /можно переводом усилителя в ре¬
жим работы с отсечкой тока, т. е. в нелинейный режим. При этом, естествен¬
но, должна быть сохранена структура усиливаемого сигнала.
Рассмотрим сначала гармонический сигнал на входе усилителя. Схема
нелинейного резонансного усилителя не отличается от схемы, рассмотренной
в гл. 5 (рис. 5.13). Основное отличие — в режиме работы усилительного при¬
бора. Сдвигом рабочей точки на вольт-амперной характеристике влево и
увеличением амплитуды входного колебания устанавливается режим рабо¬
ты с отсечкой тока — коллекторного гк (t) в транзисторном усилителе или
анодного iд (t) в ламповом. Подобный режим представлен на рис. 8.10, а.
В дальнейшем рассматриваются особенности нелинейного режима, ха¬
рактерные для любого типа усилителя. Ток г (t) в выходной цепи усилителя
при работе с отсечкой имеет импульсную форму (см. рис. 8.11) и содержит
наряду с постоянной составляющей и полезной первой гармоникой ряд выс¬
ших гармоник, которые должны быть подавлены (отфильтрованы). Эту за¬
дачу решает параллельный колебательный контур, настроенный на частоту
о)„ входного колебания. При резонансе токов эквивалентное сопротивление
параллельного контура ZaK р между точками 1—2 (см. рис. 5.13) очень ве¬
лико и является сопротивлением нагрузки усилителя. По отношению же
к высшим гармоникам тока i (t) контур, обладающий достаточно большой
добротностью Q, можно рассматривать как короткое замыкание. В резуль¬
тате, несмотря на искаженную импульсную форму тока i (t), на нагрузочном
контуре, как и в линейном усилителе, выделяется напряжение, очень близкое
к гармоническому.
Установим соотношения между напряжениями и токами основной ча¬
стоты (о0 в нелинейном усилителе.
В первом приближении, если не учитывать обратной реакции выходно¬
го напряжения на ток /ь т. е. исходить из обобщенной схемы на рис. 8.13, а,
можно воспользоваться формулой (8.20), которая с учетом (8.26) приводит к
выражению
/,„ = ахЕ (1 — cos 0) = A/aj (0),
откуда
U — ai (0) Лп = ai (0) (1 — cos 0) агЕ.	(8.31)
Напомним, что в соответствии с выражением (8.9) коэффициент аг = S
имеет смысл крутизны вольт-амперной характеристики на линейном участке.
Таким образом,
~ щ (0) (1 — cos 0) SE.	(8.31')
231

i(t)
^Ьых
U6»,x=-//Z
зкр
Рис. 8.15. Общая схема замещения выходной цепи усилителя:
«) в режиме с отсечкой тока; б) для 1-й гармоники импульсного тока
Схема замещения выходной цепи усилителя представлена на рис. 8.15, а.
Активный элемент замещается генератором импульсного тока, однако на¬
пряжение на резонансном контуре создается только первой гармоникой то¬
ка и поэтому определяется выражением
«к (t) = — h Z,3к р cos со01 ~Ukых cos co01	(8.32)
(знак минус связан с выбранным на схеме рис. 8,15 направлением тока и от¬
счетом потенциалов относительно заземленной точки схемы).
Разделив выражение (8.31) на Е, получим параметр
5ср= /1£=а1(1—cos0)а, (0) =S (1 — cos 0) ах (В),	(8.33)
который можно трактовать как среднюю крутизну характеристики для пер¬
вой гармоники.
Таким образом.
Л = Sop Е.	(8.34)
В отличие от дифференциальной крутизны S — at, которая определяет¬
ся в точке и поэтому при работе на нелинейном участке характеристики за¬
висит от рассматриваемого момента времени, параметр 5СР, выраженный
через отношение амплитуд тока и напряжения, является как бы усреднен¬
ным по всему периоду колебания. Понятие средней крутизны имеет смысл,
если обеспечивается синусоидальность напряжения на нагрузке (несмотря на
сложную форму тока i (£)).
При учете влияния выходного напряжения на ток i (t) выражение
(8.34)	должно быть заменено более точным, аналогичным выражению (5.29):
Л = Sop Е-изых G; « 5ср Е -Umt>Ri.	(8.34')
Здесь
GI = 1//?;*=Сга,(0)(1 —cosB)	(8.35)
представляет собой внутреннюю проводимость нелинейного элемента, при¬
веденную к току первой гармоники.
Подставляя в (8.34') 1Х = UBUX/Z3K р и учитывая (8.32), нетрудно полу¬
чить следующее выражение для коэффициента усиления при работе с отсеч¬
кой тока:
Ке =
^вых
By
Sep Z3K р
1	р/Я/
(8.36)
При Z3Kp/7?/	1 можно пользоваться приближенной формулой
Ке « —Scp Z,,K р.	(8.36')
232

На основании выражения (8.34') схему замещения выходной цепи уси¬
лителя можно привести к виду, представленному на рис. 8.15, б, где
UBых — —/е?эк р обозначает амплитуду напряжения на выходе.
От аналогичной схемы замещения линейного усилителя (см. рис. 5.17, б)
эта схема отличается тем, что в ней 5СР и G} являются функциями угла от¬
сечки 0 и, следовательно, амплитуды входного напряжения Е.
При 0 = 0 усилительный прибор полностью заперт и 5ср = 0. При
0 = 90°, когда ток имеет форму полуволновых импульсов, 5ср = 1/2а1,
а при 0 ■=* 180° (линейный режим) средняя крутизна 5сР стремится к 5 — аг.
То обстоятельство, что при изменении амплитуды колебаний изменяют¬
ся параметры 5ср и С/ и, следовательно, нарушается пропорциональность
между амплитудами на входе и выходе, заставляет трактовать цепь как не¬
линейную. Но сохранение формы колебания (гармонического) позволяет
трактовать цепь как линейную (при фиксированной амплитуде).
Такой подход к анализу нелинейных устройств получил название ква¬
зилинейного метода.
Оценим КПД нелинейного резонансного усилителя. Мощность, выделяе¬
мая переменной составляющей тока в колебательном контуре (и расходуе¬
мая в сопротивлении г, учитывающем мощность, передаваемую в нагрузку),
Р^ = 1/4/1t/вых, а мощность, потребляемая от источника постоянного то¬
ка, Ро = 10Е0. Следовательно,
КПД =
Р и
_!_ ^1 '-'вых 	 1 ^вых
2 /„ Е0 _ 2 71	£,
Амплитуда напряжения на контуре £/вых может быть доведена до зна¬
чения, близкого к £„, а отношение токов /(//0 = Yi зависит от угла отсечки 0.
Из графиков на рис. 8.12 следует, что для повышения коэффициента
Yi — Л Л выгодно уменьшать угол отсечки 0. При этом, однако, уменьшает¬
ся Д (при заданной амплитуде импульса /„,), что ведет к уменьшению мощ¬
ности Р„ (мощность Р0 уменьшается быстрее, чем ДД. Поэтому в тех слу¬
чаях, когда важно максимизировать мощность Р„, угол отсечки 0 доводят
до ~ 120е, при котором коэффициент а, (0) достигает максимума, мирясь
при этом с некоторым снижением КГ1Д.
Такой подход оправдан при постоянной амплитуде входного сигнала.
В случае же усиления амплитудно-модулированного колебания выбор угла
отсечки должен быть подчинен требованию обеспечения линейной зависи¬
мости тока /, от амплитуды Е (t) входного радиосигнала. Это условие обес¬
печивается при 0 = 90е.
Из рис. 8.10 следует, что при U0 — Ut изменение амплитуды входного
напряжения Е приводит лишь к пропорциональному изменению амплитуды
импульса тока при сохранении формы импульса. Таким образом, при работе
с отсечкой 0 = 90& средняя крутизна не зависит от амплитуды входного сиг¬
нала и всегда равна 0,55. При этом коэффициент первой гармоники =
— 1\'1т — 0,5 [см. (8.24)!, т. е. амплитуда первой гармоники равна полови¬
не амплитуды импульса.
При в = 90е, у, = я/2 и ивых да Е0 КПД= -i-^-да 78 %. (Это мак¬
симальный КПД, соответствующий пиковой амплитуде входного колебания;
в режиме же несущего колебания КПД снижается до 1/(1 + М) от макси¬
мального значения; М — коэффициент модуляции усиливаемого колебания.)
При угловой модуляции высокочастотного колебания нелинейность
режима усиления не оказывает влияния на структуру радиосигнала при любом
угле отсечки и любой форме вольт-амперной характеристики (см. § 8.3).
233

8,6.	УМНОЖЕНИЕ ЧАСТОТЫ
Наличие в составе импульсного тока ряда гармоник с частотами, крат¬
ными основной частоте возбуждения, позволяет использовать усилитель,
работающий с отсечкой тока, в качестве умножителя частоты. Для этого не
требуются какие-либо изменения в схеме резонансного усилителя, достаточ¬
но лишь нагрузочный колебательный контур настроить на частоту выделяе¬
мой гармоники и установить наиболее выгодный для подчеркивания полезной
гармоники режим работы активного элемента. Из графиков, изображенных
на рис. 8.12, видно, что для удвоения частоты выгодно работать с углом от¬
сечки, близким к 60°, при котором коэффициент второй гармоники проходит
через максимум, для утроения частоты — с углом отсечки 40° и т. д.
Если контур настроен на частоту /гсо0, п = 2, 3, .... то гармоники тока
порядков п — 1 и более низких пройдут преимущественно через индуктив¬
ную ветвь, а гармоники порядков п + 1 и более высоких — через емкостную
ветвь контура. При достаточно высокой добротности напряжение на контуре
от всех гармоник, за исключением п-й, очень мало. Поэтому напряжение на
контуре близко к гармоническому с частотой гио0.
Следует иметь в виду, что для полного использования мощности элек¬
тронного прибора уменьшение угла отсечки должно осуществляться при
поддержании амплитуды импульса неизменной. Для этого одновременно с
изменением смещения |(/0| нужно увеличивать амплитуду переменного на¬
пряжения на входе Е. На рис. 8.16 углу 0 = 90° соответствует смещение
Uqj, углу 0 = 60°— смещение U02 и т. д.; амплитуды Ег, £,, ... выбраны
такими, что 1т остается неизменной. Можно поэтому считать, что для
умножителя частоты характерен режим работы с большими амплитудами
входного напряжения,
Это обстоятельство наряду с уменьшением полезной мощности при по¬
вышении порядка умножения из-за убывания коэффициентов а„ (см. рис. 8.12)
существенно ухудшает энергетические соотношения в умножителях.
Схема замещения умножителя частоты внешне не отличается от схемы
замещения нелинейного усилителя (см. рис. 8.15, б). Следует лишь по
аналогии с выражением (8.33) под средней крутизной подразумевать
5ор ~ /„/£ ==■ S (1 — cos 0) а„,	(8.37)
где коэффициент п-й гармоники ам определяется формулой (8.26).
Рис. 8.16. К выбору угла отсечки в умно¬
жителе частоты при различных коэффици¬
ентах умножения
Рис. 8.17. Напряжение на выходе умножителя
частоты при недостаточно высокой добротно¬
сти резонансной цепи
234

Соответственно и внутреннее сопротивление электронного прибора,
приведенное к используемой гармонике,
cos0),	(8.38)
Умножение частоты широко применяется в радиопередающих устройст¬
вах с кварцевой стабилизацией частоты задающего генератора. Частота
этого генератора выбирается относительно невысокой, в 4—12 раз меньшей
рабочей частоты передатчика, благодаря чему создаются благоприятные ус¬
ловия для использования пьезоэлектрического эффекта кварцевой пластин¬
ки. Умножение частоты осуществляется в последующих каскадах передат¬
чика на малой мощности. Чаще всего применяется удвоение, реже утроение
частоты в одном каскаде.
Умножение частоты широко используется также в ряде измерительных
устройств, когда требуется получить сетку частот, кратных какой-либо од¬
ной определенной частоте, рассматриваемой в качестве опорной. В подоб¬
ных устройствах используется электронный прибор, работающий сочень ма¬
лым углом отсечки. Подавая на вход достаточно большое переменное напря¬
жение (при большом смещении), можно получить ток в виде последователь¬
ности весьма острых импульсов. Такой ток богат гармониками, образующи¬
ми очень широкий линейчатый спектр. При воздействии этого спектра на
контур напряжение на последнем может сильно отличаться от синусоидаль¬
ного, так как в полосу прозрачности контура попадает ряд гармоник. В по¬
добных случаях напряжение на контуре часто^удобно определять исходя не
из спектрального представления импульсного тока, а из рассмотрения сво¬
бодных колебаний, возбуждаемых каждым из импульсов тока в отдельности
(рис. 8.17). В промежутке Т между двумя импульсами тока амплитуда на¬
пряжения на контуре убывает по закону
U(t) = Une~at = U0 е~юсши2<},
где шсв — частота свободных колебаний в контуре; Q — добротность.
Если к началу следующего импульса колебание, вызванное предыду¬
щим импульсом, не успевает полностью затухнуть, необходимо учитывать
наложение свободных колебаний. При расчете и проектировании умножите¬
ля частоты приходится учитывать деформацию импульсов тока, обусловлен¬
ную нелинейностью внутренних сопротивлений усилительного прибора. Эта
деформация проявляется в приборах полупроводникового типа.
Умножение частоты возможно также и с помощью реактивных нелиней¬
ных элементов', например варакторов. Этот вопрос рассматривается в § 8.15.
8.7.	АМПЛИТУДНОЕ ОГРАНИЧЕНИЕ
В радиотехнике часто возникает необходимость устранить нежелатель¬
ные изменения амплитуды высокочастотного колебания, возникающие из-за
накладки помех на радиосигнал, при передаче частотно-модулированных ко¬
лебаний через избирательные цепи и т. д.
Для этого широко используются амплитудные ограничители, представ¬
ляющие собой сочетание нелинейного элемента и избирательной нагрузки.
Вольт-амперная характеристика нелинейного элемента должна иметь четко
выраженную горизонтальную часть, а полоса пропускания избирательной
цепи должна быть не шире той, которая требуется для передачи информации,
содержащейся в частоте (или фазе) ограничиваемого колебания. В качестве
амплитудного ограничителя может быть использован, в частности, обычный
нелинейный резонансный усилитель, рассмотренный в § 8.5, в режиме рабо¬
ты, показанном на рис. 8.18.
235

Пусть к ограничителю подводится колебание вида
е (t) = E(t) cos |и>0г+Й (/)J,	(8.39)
причем изменение огибающей Е (t) является нежелательным, паразитным
фактором. Если это изменение не выходит за пределы горизонтального уча¬
стка характеристики i = / (и), как это показано на рис. 8.18, то импульсы
тока имеют одинаковую амплитуду, независимо от Е (t). Несколько изменя¬
ется лишь ширина вершины импульсов. Поэтому можно в первом прибли¬
жении считать, что амплитуда первой гармоники, а следовательно, и амплиту¬
да напряжения на колебательном контуре являются в некотором интервале
изменения амплитуды Е (t) постоянными величинами.
Характеристику ограничителя с избирательной нагрузкой, обеспечи¬
вающей отфильтровывание высших гармоник, можно представить в виде,
изображенном на рис. 8.19. Через £пор обозначено пороговое значение ам¬
плитуды входного напряжения, начиная с которого обеспечивается полное
ограничение на уровне U0.
При Е (t) > £пор амплитуда на выходе почти не изменяется. Фаза же
первой гармоники тока и соответственно выходного напряжения совпадает
с фазой напряжения на входе ограничителя.
Поэтому для выходного напряжения можно написать следующее выра¬
жение:
«вых Д) « V0 COS [со01 + 0 (*)|.	(8.40)
Амплитуда выходного напряжения U0 определяется параметрами не¬
линейного элемента и избирательной нагрузки. Для схемы, изображенной
на рис. 8.15, б, U0 = /jZgKp, где Д — амплитуда первой гармоники, опре¬
деляемая с учетом уплощения вершины импульса, a ZaK р — эквивалентное
резонансное сопротивление контура.
Для ряда практических задач особый интерес представляет воздействие
на амплитудный ограничитель двух сигналов с близкими частотами.
Пусть, например, определяемое выражением (8.39) напряжение е (t) яв¬
ляется суммой двух гармонических колебаний:
е (/) == Ех cos шД -{- Е2 cos <о21, Е2 < Ег.	(5.41)
Каждое из этих напряжений, действуя отдельно, создает на выходе
ограничителя простое гармоническое колебание с частотой м, (или о»2) и с
236

Рис. 8.20. Бигармоническое напряжение на входе амплитудного ограничителя
амплитудой U0. Иная картина получается при одновременном воздействии
на ограничитель двух гармонических напряжений. Для определения напря¬
жения на выходе ограничителя входное колебание необходимо привести к
виду выражения (8.39).
Для этого обозначим Q = со2 — coj и сделаем в (8.41) следующую под¬
становку:
cos a2t — cos (ojj + Й) t = cos Qt cos (o^ — sin Ш sin (o^.
Тогда
e (t) =	cos oh t + E2(cosQt cos % t—sin£2< sinwj t) = (£x +
+ E2 cos Ш) cos <йх t—E2 sin Ш sin юх t.
Рассматривая множители при cos и sin tojf как медленно меняющие¬
ся функции времени (поскольку Й wi). представим последнее выражение
в несколько иной форме
е (t) z=yr(E1 + Егcos Ш)г -f Е\ sin2 й/ cos [ш, t + 0 (/)] = Е (t)cos [coj t +
+ 0(Л],	(8.42)
где огибающая результирующего напряжения Е (t) определяется выраже¬
нием
Е yt) = £i V1 + (2Е2/Ех) cos Ш + {E2lExf,	(8.43)
а фаза
0 (t) —arctg
(jE'sj/jE'j) sin £2<
1 -|-(£a/£,1) cos
(8.44)
Суммарное напряжение на входе ограничителя показано на рис. 8.20,
а векторная диаграмма напряжений — на рис. 8.21.
Огибающая Е (() имеет максимальное значение, равное Ег + Ег (при
cos Qt = 1), и минимальное, равное Ег — Е2 (при cos Ш = —1).
Допустим, что Ех — Е2 > Д,юр, так что условие ограничения выпол¬
няется Для всех значений, которые может принимать амплитуда входного на¬
пряжения Е (t) (см. рис. 8.20). Тогда напряжение на выходе по аналогии с
(8.40) можно записать в виде
НвыхСО-^оСоэ^ + е^;].	(8.45)
Получается фазомодулированное колебание, которое в отличие от вход¬
ного напряжения е (t) может иметь широкий спектр.
237

I
-£i
rrEz=mE1
1 ы1 |w2 ы
1 1 -,
г Uo
1 Я
-О ,
т п 1 * *
\Ш.п
т 2 и°
2<t>^*-ft>j>	(О ^	О)
Рис. 8.21. К определению параметров Рис. 8.22. Спектры колебаний на вхо-
колебания на выходе амплитудного де и выходе резонансного ограничи-
ограничителя	теля при бигармоническом воздейст¬
вии
Для определения амплитуд отдельных составляющих этого спектра
можно воспользоваться теорией частотно-модулированных колебаний, из¬
ложенной в гл. 3.
Не приводя здесь подробного анализа, облегчаем задачу, допустив, что
£2<^ Е}. При этом выражение (8.44) упрощается:
0 (0 « arctg [ — sin да — sin Qt,
напряжение на выходе
иш x(t) да U0 cos, (^t + m sin Qt).	(8.46)
Здесь использовано обозначение
m =	1,	(8.47)
которое подчеркивает, что отношение амплитуд Ei!E1 имеет в данном слу¬
чае смысл индекса фазовой модуляции (см. § 3.4).
Выражение (8.46) полностью совпадает с (3.25'), из чего следует, что
спектр выходного напряжения при Е2/Е1 ^ 1 состоит из трех составляющих
с частотами coj, to1 4- Q == (о2 и о»! — Q =» 2oi1 — (o2 (см. рис. 3.15, a).
Первые две частоты присутствуют на входе ограничителя, а третья (2<а1 —
— со2) является продуктом взаимодействия входных колебаний в нелинейном
элементе. Соотношение спектров на входе и выходе ограничителя при
£V£iC 1 показано на рис. 8.22 (без учета знака минус перед спектральной
составляющей 2ш1 — (о2). Частота 2щ — «)2 является «зеркальной» по от¬
ношению к частоте со,.
Колебания с частотами щ ± £2 представляют собой помеху на выходе
ограничителя, а колебание с частотой Wj — полезный сигнал. Суммарная
мощность помехи 2 —	m2Ul/4, а полезного сигнала U\j/2, следо¬
вательно, отношение сигнал-помеха равно 21т2. На входе ограничителя ана¬
логичное отношение равно 11т2. Таким образом, слабое колебание подавля¬
ется более сильным.
В заключение следует отметить, что приведенные выше рассуждения
справедливы и для (о2 < о)х; необходимо лишь на рис. 8.22 поменять места¬
ми зеркальные частоты.
238

8.8.	НЕЛИНЕЙНАЯ ЦЕПЬ С ФИЛЬТРАЦИЕЙ
ПОСТОЯННОГО ТОКА (ВЫПРЯМЛЕНИЕ)
Рассмотрим нелинейную цепь, изображенную на рис. 8.23. К последо¬
вательному соединению нелинейного элемента VD (диода) с простейшим RC-
фильтром приложена гармоническая ЭДС е (t) — Е cosco0 t; требуется най¬
ти токи в ветвях и напряжение ивых на выходе схемы (в стационарном режи¬
ме). Такая задача характерна для однополупериодного выпрямления пере¬
менного тока, амплитудного детектирования (в отсутствие модуляции) и
многих других радиотехнических процессов. Напряжение на выходе ивых (t)
представляет собой пульсирующую около среднего значения U0 кривую
(рис. 8.24, а). Это напряжение является отрицательным по отношению к дио¬
ду. Поэтому ток через диод возможен только в течение отрезков периода,
когда положительная полуволна ЭДС превышает напряжение ыВЬ1Х (t).
Иными словами, ток через диод имеет форму импульсов, показанных на
рис. 8.24, б. В промежутках между импульсами тока, когда происходит
разряд конденсатора С через резистор R, напряжение ивых (t) убывает.
В промежутке tx <С t<Z t.2 конденсатор подзаряжается импульсом тока и
ивых (i) растет. Если постоянная времени /?С-цепи велика по сравнению с
периодом Т = 2л/со0, то амплитуда пульсаций напряжения ывых мала и
в первом приближении можно считать ыВЬ)Х « U0. Учитывая, что по от¬
ношению к диоду напряжение на нагрузке отрицательно, рассмотрим по¬
строение, показанное на рис. 8.25. В левой части этого рисунка сплошной
линией изображена истинная вольт-амперная характеристика диода в ко¬
ординатах I, и, а штриховой линией — аппроксимирующая ее линейная
функция. Диаграмма входной ЭДС е (t) = Е cosai0t построена относитель¬
но вертикальной оси со0^ смещенной на U0 влево от точки й\= 0. В правой
части рис. 8.25 изображены импульсы тока, длительность которых
равна 20.
От построения на рис. 8.10 последнее отличается отсутствием фиксиро¬
ванного постоянного напряжения. Следует обратить особое внимание на то,
что постоянное напряжение U0, создаваемое на нагрузочном резисторе R
постоянной составляющей тока /0, зависит от амплитуды Е входного коле¬
бания. Из этого, в частности, вытекает, что угол отсечки 0 не может быть
более 90°.
Для установления связи между амплитудой входного напряжения Е
и выпрямленным напряжением U0 при заданных параметрах цепи восполь¬
зуемся результатами спектрального анализа импульсного тока, проведен¬
ного в § 8.3.
цепи диода (б)
239

Сначала допустим, что угол отсечки тока 0 известен. Тогда можно со¬
ставить следующие соотношения:
/0 = <х0 (0) /Л,	(8.48)
cos0 = UJE.	(8.49)
Последнее соотношение вытекает непосредственно из рис. 8.25. Далее,
при заданном внутреннем сопротивлении диода Rt очевидно равенство
/« = {Е-U0 )/Rt = Е{ 1 -U0/E)/Rt.	(8.50)
Подставив в это выражение (8.48) и (8.49), получим
/0		 Е (1—cos0)   U0	(1—cos0)
а„(0)	Ri	cos0 Rt
откуда
/0 	_1_ _ Ир (1 — cos 0)	1
U0 R	cos 0 Rt
и окончательно, учитывая первое равенство (8.26), имеем
Ri   sin0 — Ocos0  tg0—0
R	л cos 0	л
(8.51)
(8.52)
Итак, задание внутреннего сопротивления диода Ri и сопротивления на¬
грузки R однозначно определяет угол отсечки 0. При этом предполагается,
что емкость С, шунтирующая сопротивление R, отвечает условию
1 /<о0 С « R,	(8.53)
или, что то же самое, постоянная времени RC велика по сравнению с перио¬
дом Т0, так как только в этом случае напряжение на выходе можно считать
близким к постоянному.
240

Рис. 8.27.
Рис. 8.26. Характеристика Ri/R в зависимости от угла
отсечки 6
Рис. 8.27. Схема замещения выпрямителя в режиме хо¬
лостого хода (R->-oO' 0—>-0)
Рис. 8.28. Схема замещения выпрямителя при R<t/Ri,
0-»-9О°
Уравнение (8.52), связывающее угол отсечки 0 с отношением Ri/R, яв¬
ляется трансцендентным. Поэтому 0 удобно определять по графику, пред¬
ставляющему собой зависимость отношения Rt/R от 0 (рис. 8.26). Рассмот¬
рим два предельных случая: 1) 0 = 0 и 2) 0 = 90°. Первый случай полу¬
чается при Ri/R -*0, т. е. при бесконечно большом сопротивлении нагрузки
R, когда схема детектора вырождается в схему, представленную на рис. 8.27.
При этом выпрямленное напряжение на С достигает наибольшего возмож¬
ного значения U0 — Е и ток через диод в установившемся режиме, когда
закончен процесс зарядки конденсатора, равен нул)р. Таким образом, слу¬
чай 0 = 0 соответствует режиму холостого хода. Второй случай (0 = 90°)
соответствует режиму короткого замыкания нагрузки (R -*0). При этом
вся ЭДС оказывается приложенной к диоду и ток последнего принимает
форму полуволновых импульсов (усеченных в верхней части, если Е больше,
чем напряжение насыщения диода).
Если действие емкости не учитывать, что допустимо при малых R, при¬
ходим к схеме, представленной на рис. 8.28. Напряжение на резисторе R
совпадает в этом случае по форме с током /.
Итак, для получения на выходе выпрямленного напряжения, близкого к
амплитуде ЭДС Е, угол отсечки должен быть малым, а отношение R/Ri
большим. При 0 < 10 — 20° отношение U0/E = cos0 близко к единице.
Для получения такого режима требуется сопротивление нагрузки R »
~ 100 Rj. После того как найдено R, требуемую емкость конденсатора С
можно определить в соответствии с ус¬
ловием (8.53).
В заключение отметим, что усло¬
вие (8.53) может быть истолковано на
основе спектрального подхода. При
1чо0С <<( R все гармоники импульсного
тока протекающего через диод, замы¬
каются в основном через конденсатор,
не создавая на нем заметного падения
напряжения (по сравнению с U0 —
= IUR). В результате получается рас¬
пределение тока, представленное на
рис. 8.29. Показанный в нижней части
рисунка ток, полученный вычитанием
постоянной составляющей /„ из полного
тока диода i (t), является суммой всех
гармоник этого тока.
241

8.9. АМПЛИТУДНОЕ ДЕТЕКТИРОВАНИЕ
Детектирование колебаний заключается в выделении сигнала, который
в неявной форме содержится в модулированном высокочастотном колебании.
Детектирование является процессом, обратным процессу модуляции. В тех
случаях когда требуется подчеркнуть это, наряду с термином «детектирова¬
ние» (обнаружение) применяют термин «демодуляция». Соответственно ос¬
новным видам модуляции различают амплитудное, частотное и фазовое де¬
тектирование. Последние два вида детектирования из-за тесной связи меж¬
ду частотой и фазой колебаний часто осуществляются мало различающими¬
ся устройствами.
На вход детектора подается модулированное колебание, содержащее
только высокочастотные составляющие: несущее колебание и колебания
боковых частот. На выходе же выделяется напряжение с низкочастотным
спектром передаваемого сообщения. Следовательно, детектирование сопро¬
вождается трансформацией частотного спектра и не может быть осуществлено
без применения нелинейных цепей или линейных цепей с переменными пара¬
метрами. В качестве нелинейных элементов в настоящее время чаще всего
применяются полупроводниковые диоды.
Принцип действия амплитудного детектора в отсутствие модуляции
был изложен в предыдущем параграфе при рассмотрении выпрямления. Те¬
перь предстоит рассмотреть некоторые явления в детекторе при модулиро¬
ванном колебании, а также особенности детектирования слабых и сильных
сигналов. Обратимся сначала к последнему вопросу. Допустим, что ампли¬
туда колебания на входе детектора настолько мала, что обусловленные
этим колебанием изменения тока укладываются на относительно небольшом
участке нижнего сгиба характеристики диода или любого другого нели¬
нейного элемента (рис. 8.30).
В соответствии с выражением (8.10) ток через диод
i (t) — i (U0) + але (t) + а2е2 (t),
где е (t) = Е (/) cosoo0i — мгновенное значение высокочастотного сигна¬
ла, амплитуда которого Е (t) модулирована по закону передаваемого сооб¬
щения (начальную фазу для краткости опустим, так как на работу ампли¬
тудного детектора фаза не влияет). Таким образом.
I (/) ■= i Ш0) -)- о, Е (t) cos (D0t + а2Е2 (t) cos* w01 = i„4-a, E (t) cos co0 (-f-
+ V* a* E2 (/) cos 2a>01 -f- V2 a2 E2 (t).	(8.54)
Высокочастотные составляющие a>0 и 2a>0
отфильтровываются в цепи нагрузки. Ин¬
формация содержится в последнем, низко¬
частотном, слагаемом
iH4 = xi2a2E2 (t).	(8.55)
Так как эта составляющая пропорциональна
квадрату амплитуды входного напряжения,
то при малых амплитудах детектирование
является квадратичным. Это положение яв¬
ляется общим, справедливым для любых ти¬
пов нелинейных элементов, используемых
для детектирования.
То обстоятельство, что напряжение
ивых (0 на нагрузке, являющейся линейной
цепью, пропорционально fH4 и, следовательно,
Рис. 8.30. Режим работы квад¬
ратичного детектора
242

а)
6)
в)
г)
t
t
t
t
Рис. 8.31. Напряжение на входе квадратичного детектора (а) постоянная составляю-
дая тока в цепи диода (б), напряжение на резисторе R (в) и приращение напряже¬
ния. обусловленное действием входного сигнала (г)
квадрату амплитуды входного сигнала Е (t), не является препятствием
к правильному воспроизведению формы импульсных (прямоугольных) сиг¬
налов. Пусть, например, напряжение на входе детектора имеет характер
высокочастотных импульсов с прямоугольной огибающей (рис. 8.31, а).
В интервалах между импульсами среднее значение тока диода (рис. 8.31, б)
совпадает с током покоя t0. а при наличии импульсов отличается на величину
Д!:='га.>Е2,
тде Е — амплитуда высокочастотного напряжения, неизменная в пределах
-длительности импульса тн.
Напряжение ик (t) на нагрузке детектора показано на рис. 8.31, в.
В те отрезки времени, когда процесс заряда или разряда конденсатора С
закончен, напряжение на нагрузке равно i0R (в интервале между импульсаг
ми) или (/„+- Л/) R (при наличии сигнала). На рис. 8.31, г показано отдель¬
но приращение напряжения, создаваемое сигналом. Для отделения этого
приращения от постоянного напряжения i0R можно использовать раздели¬
тельную цепь, составленную из конденсатора и резистора.
Представленное на рис. 8.31, г выходное напряжение ивых (t) по фор¬
ме мало отличается от огибающей высокочастотного напряжения, действую¬
щего на входе детектора. Таким образом, убеждаемся, что квадратичный
закон детектирования не препятствует воспроизведению формы прямо¬
угольных импульсов. Нелинейность характеристики детектирования в дан¬
ном случае проявляется лишь в том, что амплитуда импульса на выходе де¬
тектора пропорциональна квадрату амплитуды высокочастотного напря¬
жения на входе детектора.
Иначе обстоит дело при квадратичном детектировании колебаний, оги¬
бающая которых является непрерывной функцией времени, как это имеет
место, например, при передаче речи, музыки и т. д. Для упрощения рассуж¬
дений рассмотрим тональную модуляцию. Подставив в выражение (8.55)
Е {t) = Е,, (1 -f- М sinQ t),
получим
= ~ ЕЦ \ +М sin Q /)2 = El (1 +2М sin at + М2 sin2 QQ =
— — £n (1 +- -^- + 2М sin ill— — cos2Q t\.
2 \ 2 2 1
243

Заметим, что в отсут¬
ствие модуляции (М ~ 0),
т. е. когда на детектор
действует одно лишь коле¬
бание несущей частоты,
приращение тока равно
(а2/2) Е%. Таким образом,
при возникновении тональ¬
ной модуляции среднее
значение тока получает по¬
стоянное по величине от¬
носительное приращение,
равное М'2/2. Переменная
часть тока содержит сле¬
дующие два слагаемых:
а) полезное, воспро¬
изводящее сигнал 2Msin£2f, б) вредное, являющееся второй гармони¬
кой сигнала (Мг!2) cos 2Ш.
Отсюда следует, что коэффициент гармоник, равный в данном случае
отношению амплитуды второй гармоники к амплитуде первой,
Kr2 =0,5M22M = М!4.
При 100 %-ной модуляции
Кг2 = 0,25 = 25 %.
При одновременной модуляции двумя частотами £2j и й2 в выходном на¬
пряжении детектора наряду с гармониками 2QX и 2Q2 возникают еще комби¬
национные частоты вида Qj + Q2 и — Q2 с амплитудами, пропорциональ¬
ными произведению парциальных коэффициентов модуляции Mj и /М2.
Этот результат нетрудно получить, если в выражение (8.54) подставить
Е (t) = £0 (1 -fMj sinQ]/ 4- М2 sin£V)
При передаче сложных сигналов, содержащих большое число частот,
гармоники и комбинационные частоты оказывают при глубокой модуляции
очень сильное влияние на разборчивость и тембр сигнала. Поэтому приме¬
нение квадратичного детектирования нецелесообразно в тех случаях, когда
требуется неискаженное воспроизведение сигналов (речь, музыка и т. д.)
Рассмотрим детектирование сильных сигналов. Как и ранее, применим
диодный детектор. Не изменяя схемы, представленной на рис. 8.23, до¬
пустим, что амплитуда входного сигнала достаточно велика, a R и С выбра¬
ны таким образом, что угол отсечки тока очень мал и выпрямленное напря¬
жение на R почти не отличается от амплитуды Е (t) входного сигнала. По¬
добный режим для постоянной амплитуды (выпрямление) был рассмотрен в
§8.8. При модуляции же получается режим работы диода, изображенный
на рис. 8.32. Напряжение смещения, создаваемое постоянной составляющей
тока, изменяется пропорционально амплитуде входного сигнала. Но изме¬
няющееся напряжение смещения диода есть не что иное, как выходное на¬
пряжение детектора. На рис. 8.33, а совмещены входное (высокочастотное)
и выходное (выпрямленное) напряжения (зубчатая линия). Так как при
достаточно большой (по сравнению с периодом высокой частоты Т = 2зт/о> „)
постоянной времени RC зубцы практически отсутствуют, напряжение на
выходе воспроизводит огибающую амплитуд входного напряжения, т. е.
передаваемое сообщение.
Таким образом, связь между выходным напряжением (выпрямленным)
«ВЫ1 (t) и огибающей входной ЭДС Е (/) получается почти линейной.
244

В этом смысле детектор, работающий в режиме больших амплитуд и с
нагрузкой, обеспечивающей близкое совпадение напряжений «вых (t) и
Е (t), называется линейным детектором. При этом не следует,
конечно, упускать из виду, что детектор, работающий с отсечкой тока,
является сугубо нелинейным устройством. Эта нелинейность обусловлена
формой характеристики не только в области и > 0 (где характеристика мо¬
жет быть близка к линейной), но и на протяжении всей области действующих
на диоде напряжений. При работе с отсечкой характеристика диода представ¬
ляет собой ломаную линию, состоящую из участка оси абсцисс (при и < 0)
и наклонной линии (при и> 0), с изломом вблизи точки и = 0.
Режим модуляции накладывает на выбор элементов нагрузки детектора
дополнительные ограничения. Необходимо, чтобы постоянная времени цепи
нагрузки была мала по сравнению с периодом модуляции. В противном
случае изменение выпрямленного напряжения на нагрузке может отставать
от изменения огибающей входной ЭДС. Подобный режим представлен на
рис. 8.33, б. На участке а—б из-за чрезмерно большой инерционности
ЯС-цепи напряжение «вых отстает в своем росте от огибающей ЭДС.
В точке б, где «вых и амплитуда модулированной ЭДС уравниваются, ток
через диод и рост «вых прекращаются. На участке б—в источник ЭДС и
диод не оказывают никакого влияния на нагрузочную цепь и в последней
происходит разряд С через резистор R. Таким образом, на участке
б —в напряжение изменяется по экспоненте. Получается нелинейное иска¬
жение сигнала. Так как эти искажения обусловлены тесным взаимодействи¬
ем нелинейного элемента (диод) с линейной цепью (RC) степень нелинейных
искажений зависит не только от параметров цепи и глубины модуляции, но
также и от частоты модуляции. Эти искажения возрастают с повышением
частоты, а также глубины модуляции входной ЭДС. Для устранения
рассматриваемых искажений необходимо, чтобы RC <£ 2mй. Однако для
сглаживания высокочастотных пульсаций требуется выполнение нера¬
венства RC 2л о»,, [см. (8.53)1. Совмещая эти два условия, получаем
неравенства
2л чоп « RC « 2л/12. J	(8.56)
Обычно частоты о>0 и Й сильно различаются (й <^С о>0) и условия (8.56)
выполняются.
При импульсной модуляции огибающей в правой части неравенства
(8.56) вместо периода модуляции 2я/й следует подставлять длительность
Рис. 8.33. Диаграммы входно¬
го и выходного напряжений в
«линейном» детекторе при пра¬
вильном (а) и неправильном
(б) выборе элементов нагру¬
зочной цепи RC
245

Рис. 8.34. Характеристика
детектирования AM колеба¬
ния
импульса. При этом предполагается, что интер¬
валы между импульсами велики по сравнению
с длительностью импульса. При очень корот¬
ких импульсах, длительность которых всего
лишь в несколько раз превышает период Тп —
= 2л. <о„ («высокочастотный голод»), возникают
трудности в разделении огибающей и высоко¬
частотного заполнения.
Выяснив механизм выделения огибающей
модулированного колебания, рассмотрим х а-
рактеристику детектирования.
т. е. зависимость «вых (t) от амплитуды Е (t)
высокочастотного колебания.
В отсутствие модуляции, когда режим работы детектора ничем не отли¬
чается от выпрямления высокочастотного колебания с постоянной ампли¬
тудой Е, соотношение между ывых и Е определяется выражением (8.49),
т. е. U0 — E cos0 = const. В § 8.8 отмечалось, что угол отсечки 0 в вы¬
прямителе весьма мал, так что UJE мало отличается от единицы.
В режиме модуляции соотношение между ыВЬ1Х (t) и Е (t) не остается
постоянным. При модуляции вверх угол отсечки еще более уменьшается и
напряжение ыВЬ|Х (/) -+■ Е (t). При модуляции вниз расхождение между
«вых (0 и Е (t), наоборот, возрастает. При глубине модуляции близкой к
100 %, когда амплитуда Е (t) уменьшается почти до нуля (участок а—б на
рис. 8.32), выпрямление происходит на нижнем сгибе вольт-амперной харак¬
теристики. На этом участке характеристика близка к параболе и детекти¬
рование является квадратичным. В результате характеристика детектиро¬
вания принимает вид, представленный на рис. 8.34 (сплошная линия).
При малых амплитудах она квадратична, при больших — линейна. Чем
больше амплитуда входного колебания, соответствующая пику модуляции,
тем меньшую роль играет отклонение характеристики детектирования от
прямой линии (штриховой) вблизи нуля.
В заключение рассмотрим вопрос о входном сопротивлении диодного
детектора, т. е. о сопротивлении последовательной цепи диод — нагрузка
(.RC). Этот вопрос имеет существенное значение для определения затухания,
вносимого детектором в колебательный контур источника напряжения
(рис. 8.35, а). Ограничимся случаем R > Rt, когда угол 0 настолько мал,
что можно считать cos0 « 1 и £ « U0.
Мощность, забираемая детекторов от источника, равна Е1у2, где —
амплитуда первой гармоники тока через диод. Мощность же, выделяемая
на сопротивлении нагрузки, равна U010. При R > Rt практически вся мощ¬
ность, потребляемая детектором, выделяется на R. Поэтому можно при¬
ближенно считать
£/г/2
UJ«.
л—
Е coswjf
И 1
-Ск *[]
г 7° 1У
и0 =
-С Е
£« =
- / < Йэк=\
- =r/z L
а>
6.)
Рис. 8.35. Подключение диодного детектора к колебательному контуру усилителя (а)
и схема замещения детектора (б), позволяющая определить входное сопротивление
последнего при частоте <о0
246

Поделив левую и правую части на E'z, получим
1J2E « (£/«/£) (10/Е),
но
U0/E 1,/„/£=■ l/R, a ll/E—\,Rw,
где /?зК — искомое входное сопротивление детектора.
Отсюда находим
R,н « 0.5R.	(8.57)
Схема замещения цени детектора для частоты первой гармоники
/j показана на рис. 8.35, б.
Основные принципы амплитудного детектирования с помощью диода
можно распространить на любые другие нелинейные элементы, обладающие
односторонней проводимостью (вентильным свойством).
8.10.	ЧАСТОТНОЕ И ФАЗОВОЕ ДЕТЕКТИРОВАНИЕ
Входной радиосигнал представим в виде
е (t) = Е (t) cos [ш0? -(-'lo (/)].
Для снятия нежелательной AM обязательно применение амплитуд¬
ного ограничения. Тогда на входе собственно частотного детектора
(ЧД) напряжение будет
е (t) —Еа cos [о)0 /+0 (/)], £0=const.	(8.58)
Напряжение на выходе ЧД должно воспроизводить закон измене¬
ния мгновенной частоты радиосигнала. Поэтому для идеального ЧД
получаем следующие функциональные соотношения:
«вых (*) = S4n dQ/dt = S4a Дм (/),	(8.59)
или
«вы х(0 = 5ч„А/(0,	(8-60)
где S4„=:const — крутизна характеристики детектора, выраженная
в вольтах на единицу угловой частоты [формула (8.59)] или в вольтах
на герц [формула (8.60)].
Предполагается, что Af (t), а следовательно, и иеых (t) являются «мед¬
ленными» функциями времени. Для выделения сообщения из ЧМ колебания,
спектр которого состоит только из высокочастотных составляющих (несу¬
щая частота и боковые частоты модуляции), необходимо нелинейное уст¬
ройство. Следовательно, частотный детектор обязательно должен включать
в себя нелинейный элемент. Однако в этом случае в отличие от амплитуд¬
ного детектора для образования частот сообщения одного лишь нелинейного
элемента недостаточно. В § 8.3 было показано, что при воздействии ЧМ ко¬
лебания на безынерционный нелинейный элемент в спектре тока не возника¬
ют составляющие с частотой модуляции. Иными словами, нелинейность та¬
кого устройства, как диод, проявляется лишь при изменении действующего
на него напряжения, а не при изменении частоты или в общем случае ско¬
рости изменения фазы сигнала.
Поэтому для осуществления частотного детектирования требуются до¬
полнительные преобразования. Большое распространение получили, на¬
пример, частотные детекторы, представляющие собой сочетание двух узлов:
1) избирательной линейной цепи, преобразующей частотную модуляцию в
амплитудную; 2) амплитудного детектора.
В качестве линейной цепи можно использовать любую электрическую
цепь, обладающую неравномерной частотной характеристикой: цепи RL,
247

RC, фильтры, колебательные контуры и т. д. В высокочастотной технике
большое распространение получили колебательные цепи.
Схема частотного детектора, содержащего простой колебательный кон¬
тур, представлена на рис. 8.36. Если резонансная частота контура сор от¬
личается от средней частоты модулированного колебания <а0, то изменение
амплитуды напряжения на контуре UK повторяет в известных пределах
изменение частоты входного напряжения (рис. 8.37).
Изменение амплитуды UK высокочастотного напряжения с помощью
диода VD преобразуется в низкочастотное напряжение, которое выделя¬
ется на апериодической нагрузке RC. Отметим попутно, что при точной
настройке контура на частоту о>р== со0 сигнал искажается: частота изме¬
нения огибающей получается вдвое выше частоты полезной модуляции. В ис¬
ходном режиме, т. е. при отсутствии модуляции, рабочая точка должна
устанавливаться на скате резонансной кривой.
Недостатком рассмотренной схемы является необходимость настройки
контура на частоту, отличную от частоты немодулированного колебания.
Кроме того, резонансная кривая одиночного колебательного контура имеет
весьма ограниченный линейный участок на скате.
На рис. 8.38 представлена схема частотного детектора, широко распро¬
страненная в приемниках частотно-модулированных колебаний, а также в
устройствах для автоматической подстройки частоты генераторов. Она со¬
держит колебательную цепь в виде двух индуктивно связанных контуров,
настроенных на частоту о>0. Напряжение высокой частоты о>0 ± До» пода¬
ется на базу транзистора, а продетектированное напряжение «а выделяется
на резисторах Rx и R2- Катушка индуктивности Едр (дроссель) преграждает
путь току высокой частоты. Принцип действия данного детектора поясня¬
ется эквивалентной схемой и век¬
торной диаграммой, представлен¬
ными на рис. 8.39 и 8.40.
Пусть Ub U2 — напряжения
на первом и втором контурах, U3
и U4 — напряжения в точках В и
D относительно эмиттера (земли).
Заметим, что U3 и U4 представ¬
ляют собой амплитуды высоко¬
частотных напряжений, приложен¬
ных соответственно к диодам VDX
Рис. 8.38. Двухконтурный частотный детек¬
тор
VD2- В отсутствие модуляции,
248

когда частота входного напряжения совпадает с резонансными частотами
контуров, напряжение U2 на индуктивности второго контура сдвинуто по
фазе на 90° относительно резонансного напряжения Ulp.
Действительно, при индуктивной связи двух одинаковых контуров
, (M/L) U1P
M icoL ,,
L Zt Ulp>
(8.61)
Так как при ®=ш0=шр Z2 =
U2 ==■ i (M/L) Q2 Uip,
r2, a ®0T/r2 = Q2, получаем
(8.62)
т. е. U2 опережает Uj на 90°.
Определим напряжения U3 и U4. Учитывая, что на схеме замещения
(см. рис. 8.39) средняя точка второго контура присоединена по высокой
частоте непосредственно к точке А и, следовательно, напряжение U3 яв¬
ляется суммой напряжения U2 и половины напряжения U2, получаем
U3=UiP + ~* = Ulp + <~-Q,
JIP
Uip(l+i
. М Q2
Аналогично для Ц, можем написать
и4=и1Р(1-;
, м
Модули напряжений U3 и 1)4 одинаковы и равны
и,=и, = и, 1 +	,
(8.63)
(8.64)
(8.65)
а фазы симметричны относительно фазы напряжения UiP. Соответствующая
этому случаю векторная диаграмма представлена на рис. 8.40, а. Так как
выпрямленные напряжения £/01 и U02, действующие на резисторах7?х и R2,
пропорциональны амплитудам U3 и Uit то результирующее напряжение на
выходе детектора, равное разности U,л и U02, при резонансной частоте бу¬
дет равно нулю.
Рассмотрим векторную диаграмму напряжений при расстройке. Пусть
частота на входе детектора отклонится от резонансной частоты со0 на Д®,
причем Аш/ш0 ]. Тогда вектор DB, соответствующий напряжению U2
(см. рис. 8.40, б), повернется относительно своего резонансного положения
на угол ф2, который определяется выражением
ср2 = arctg [ (2Д®/со0) Q2] = arctga2.	(8.66)
Рис. 8.39. Схема замещения избира¬
тельной цепи частотного детектора
(к рис. 8.38)
Рис. 8.40. Векторная диаграм¬
ма напряжений (к рнс. 8.39)
249

Вместо выражений (8.63) и (8.64) получим
П J «• (M/2L) Qal
с
11
с
1 —
i (M/2L) Q2
1 -{“ id2
1 “|“ ict%
Первый и второй контуры обычно берутся идентичными, поэтому от¬
ношение MIL — k является коэффициентом связи контуров. Кроме того,
считаем Qi = Q2 = Q. а\ — аг = а.
Вводя обозначение = (MIL) Q ~ kQ и переходя к модулям, получаем
U, - Ui ИГ4 + (Р+2в)« ^	_ £/, V 4-f-(P—2а)2
2	]Л+а2	2	]Л+а2
При определении напряжения на выходе частотного детектора необ¬
ходимо учитывать, что в процессе частотной модуляции изменяются со¬
противления, вносимые из второго контура в первый. Поэтому при неиз¬
менной амплитуде тока (промежуточной частоты) в цепи коллектора напря¬
жение их изменяется по закону
и, = Ulp v~Ftf/V (1 4-р2-а2)а + 4а2 ,	(8.67)
где £/1р — резонансное значение напряжения их.
Наконец, выпрямленные напряжения на выходах двух амплитудных
детекторов (см. рис. 8.38) зависят от угла отсечки 0. Практически можно
исходить из условия COS0 -> 1.
С учетом дифференциального включения нагрузок, окончательное вы¬
ражение для напряжения звуковой частоты на выходе частотного детектора
приводится к виду
JSl =	*«й.	,8.68)
U'P	4V (l + P2— a*)-f-4e*
Зависимость ф (а) для различных значений параметра Р представлена
на рис. 8.41. Умножая ординаты этих характеристик на t/lp, а абсциссы на
/0/2Q, получаем характеристику частотного детектора в виде зависимости
uq в вольтах от А/ в герцах.
При выборе параметров контуров и величины связи основным требова¬
нием является обеспечение линейности характеристики частотного детек¬
тора и максимально возможной ее крутизны. С этой точки зрения наиболее
Рис. 8.41. Семейство характери¬
стик двухконтурного частотно¬
го детектора:
a=(2Q/f„)Af; P=(M/i.)Q
250

предпочтительным является параметр связи р = 1 при использовании ха¬
рактеристики ip (а) на участке |а| < 0,5—0,8. При этом максимальное зна¬
чение ф (а) достигает приблизительно 0,25.
В качестве примера сопоставим приведенные данные с параметрами час¬
тотного детектора, используемого в звуковом канале телевизионного при¬
емника. Детектор включен на выходе усилителя промежуточной частоты
(/о = 6,5 МГц, полоса пропускания 2Д/0	250 кГц) и рассчитан на девиа¬
цию частоты /д = 75 кГц. Можно поэтому считать, что Q « /0/2Д/0 « 26 и
максимальное значение обобщенной расстройки (на пиках ЧМ)
__ 2Q f _
““Vя”'
2-26
6,5-106
75-10s tst 0,6,
а максимальное значение ip (а) ж 0,25.
Напряжение частоты /0 на входе частотного детектора обычно близко к
1 В (с учетом амплитудного ограничения). Следовательно, амплитуда на¬
пряжения звуковой частоты на выходе частотного детектора Uq = Ulp х
X («max) ~ 0,25 В. Таким образом, крутизна характеристики детектора
5ЧД « 0,25/75 « 3 мВ/кГц.
Из проведенного рассмотрения видно, что в схеме, представленной на
рис. 8.38, осуществляются следующие преобразования: 1) девиация часто¬
ты входного колебания преобразуется в девиацию фазы напряжения 1)ъ\
2) девиация фазы напряжения U2 (относительно фазы £/х) преобразуется в
амплитудную модуляцию напряжений, приложенных к диодам; 3) ампли¬
тудное г детектирование.
В последнее время стали применяться частотные детекторы, в кото¬
рых преобразование девиации Дю(/) в девиацию фазы (при сохранении
' постоянства амплитуды) осуществляется в одиночном контуре, более
простом, чем система связанных контуров в схеме на рис. 8.38. Затем
ЧМ колебание, сдвинутое по фазе на угол ф2=ф2[Асо(/)], а также ис¬
ходное ЧМ колебание преобразуются в меандровые напряжения, посту¬
пающие на схему совпадения (перемножитель). В результате на выходе
перемножителя, называемого «детектором произведения», по¬
лучаются прямоугольные импульсы, длительность которых изменяется
пропорционально углу фг, а следовательно, и девиации ЧМ колебания.
Дальнейшая миниатюризация ЧД достигается при использовании опор¬
ного гетеродина в виде мультивибратора, вырабатывающего стабильное ме-
андровое колебание, с которым исходное ЧМ колебание, также преобразо¬
ванное в меандр, сравнивается в фазовом детекторе (перемножителе). В ре¬
зультате достигается такой же эффект, что и в описанном выше ЧД, но без
колебательного контура. Таким образом, полностью исключаются катушки
индуктивности и открывается возможность перехода на интегральные мик¬
росхемы.
Рассмотрим теперь принцип работы фазового детектора. Пусть фаза
высокочастотного колебания, подлежащего детектированию, изменяется по
закону 0 (/). Если такое колебание подать на обычный частотный детектор,
реагирующий на изм енение мгновенной частоты колебания, то напряжение на
выходе детектора
(0=5ЧД Аи (/) =5
ЧД
сШ (0
dt
(8.69)
т. е. выходное напряжение будет пропорционально производной фазы вход¬
ного колебания. Отсюда видно, что для осуществления фазового детектиро¬
вания можно использовать обычный частотный детектор. Необходимо лишь
дополнить его корректирующей цепью, осуществляющей интегрирование
251

выходного напряжения, т. е. цепью с частотной характеристикой вида
К (гы) = 1/шт0.Простейшие интегрирующие устройства описаны в § 6.5.
Подобный прием используется при детектировании колебаний с медленно
меняющейся фазой, т. е. когда производная фазы конечна (например, при
передаче речи). В случае же скачкообразного изменения фазы, а также при
необходимости сравнения фазы принимаемого колебания с фазой опорного
(эталонного) колебания применяются специальные фазовые детекторы, в
которых выходное напряжение пропорционально огибающей напряжения,
получаемого при суммировании колебаний со сравниваемыми фазами. По¬
добные устройства рассматриваются в специальных курсах.
8.11.	ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ЧАСТОТЫ СИГНАЛА
В радиотехнике часто требуется осуществить сдвиг спектра сигнала по
оси частот на определенное постоянное значение при сохранении структу¬
ры сигнала. Такой сдвиг называется преобразованием час г-о-
т ы.
Для выяснения сути процесса преобразования частоты вернемся к во¬
просу о воздействии на нелинейный элемент двух напряжений, кратко рас¬
смотренному в §8.4. Однако в данном случае только одно из колебаний,
именно то, которое создается вспомогательным генератором (гетеродином),
будем считать гармоническим. Под вторым же колебанием будем подразу¬
мевать сигнал, подлежащий преобразованию, который может представлять
собой любой сложный, но узкополосный процесс.
Таким образом, на нелинейный элемент воздействуют два напряжения:
от гетеродина
4 — Er cos (<art + 6Г),	(8.70)
от источника .сигнала
4 — Еа (t) cos [ j aa (t) dt + 0J.	(8.71)
Амплитуда Ет, частота сог и начальная фаза 0Г гетеродинного колеба¬
ния — постоянные величины. Амплитуда же Е$ (t) и мгновенная частота
®s (t) сигнала могут быть модулированными, т. е. могут являться медлен¬
ными функциями времени (узкополосный процесс). Начальная фаза сигнала
0„ — постоянная величина.
Задачей преобразования частоты является получение суммарной или
разностной частоты ± юг. Как вытекает из выражения (8.30), для
этого необходимо использовать квадратичную нелинейность.
В качестве нелинейного элемента возьмем, как и в § 8.9, диод, однако
характеристику его для более полного выявления продуктов взаимодейст¬
вия сигнала и гетеродинного колебания аппроксимируем полиномом чет¬
вертой степени (а не второй, как в § 8.4):
i = »о + «1 Ks + 4) + a2 (еа + ег)2 4- a3 (es + 4)3 4- а4 (4+<?r)4 =
= h + «1 es 4- <4 4 + Я2 e'i 4
2az 4 4
+ a2 4 4- a3 el +
За3 e'i 4
+
+
3a3 4 e2T
4" 03 er 4 04 “Ь
6а t е| el
+
404 4 el
+
4а4 el 4
+ fl444. (8.72)
Слагаемые, содержащие различные степени только 4 или только 4,
интереса не представляют. С точки зрения преобразования (сдвига) часто¬
ты основное значение имеют члены, представляющие собой произведения
252

вида е"с"' Iв правой части выражения (8.72) обведены рамками.I Подстав¬
ляя в эти произведения (8.70) и (8.71) и отбрасывая все составляющие, час¬
тоты которых не являются суммой со, 4- <ог или разностью <os — w,., после
несложных тригонометрических выкладок приходим к следующему окон¬
чательному результату:
/(„ч+„,г (/) — а, Eg (/) £r {cos jм, (t) dt -f wr t j + 0S -f- 0rj -f
Ч-cosj^' о\At)dt - wr—0r|j +-|-a4 £„ (/) Er\Ei(t) -f
-f |{cos | ( {«>Jt)di -*- wr() -f 0,-f 0r| -f-cos J( f (l) dt— o)r () +HS—0,.jj ■
18.73)
Из этого результата видно, что интересующие нас частоты а>» ± <иГ(
возникают лишь благодаря четным степеням полинома, аппроксимирующе¬
го характеристику нелинейного элемента. Однако один лишь квадратич¬
ный член полинома (с коэффициентом а2) образует составляющие, аплитуды
которых пропорциональны только первой степени Es (/). Более высокие чет¬
ные степени (четвертая, шестая и т. д.) нарушают эту пропорциональность,
так как амплитуды привносимых ими колебаний содержат также степени
£* (/) выше первой.
Отсюда видно, что амплитуды £* и £г должны выбираться с таким рас¬
четом, чтобы в разложении (8.72) преобладающее значение имели слагаемые
не выше второй степени. Для этого требуется выполнение неравенств
E'i « a2/(3/»a4), £? < a2/(s/2a4).
Тогда выражение (8.73) переходит в следующее:
Ч+ш,. (/) ~ «2 it) £г {cos | (J (о, (t) dt-f <»r	О, -j 0,-j -f
+ cos 11 ^(ds (t) dt- o)r /)	H* —■ 0rjj .	(8.74)
В радиоприемных и многих других устройствах, в которых задача
преобразования частоты тесно связана с задачей усиления сигнала, обычно
£, « £г.
Первое слагаемое в фигурных скобках с частотой tos (() + шг (произ¬
водная от аргумента косинуса) соответствует сдвигу спектра сигнала в об¬
ласть высоких частот, а второе с частотой м, (() — ш,, — в область низких
частот. Для выделения одной из этих частот — разностной или суммарной —
нужно применять соответствующую нагрузку на выходе преобразователя.
Пусть, например, частоты и сог очень близки и требуется выделить низ¬
кую частоту, расположенную около нуля. Такая задача часто встречается
в измерительной технике (метод «нулевых биений»). В этом случае нагрузка
должна быть такой же, как при амплитудном детектировании, т. е. состоять
из параллельного соединения R и С, обеспечивающего отфильтровывание
(подавление) высоких частот ws и мг и выделение разностной частоты |м8 —
— (ог|. Если разностная частота |a>s — ыг| лежит в диапазоне высоких час¬
тот, то для ее выделения следует применить резонансную колебательную
цепь (рис-. 8.42). Если полезной, подлежащей выделению является суммар¬
ная частота м* + шг, то контур соответственно должен быть настроен на
частоту ыр = a>s 4 о)г,
Обычно полоса пропускания колебательной цепи, являющейся на¬
грузкой преобразователя, рассчитана на ширину спектра модулированного
колебания. При этом все составляющие тока с частотами, близкими к |a>s ±
± о,.|, проходят через контур равномерно и структура сигнала на выходе
253

£к
Рис. 8.42. Схема заме- Рис. 8.43. Спектр сигнала на входе и выходе
щения преобразователя	преобразователя:
ЧасТОТМ	а) при (й*>а)г; б) при ш*<о)г
совпадает со структурой сигнала на входе. Единственное отличие заключа¬
ется в том, что частота на выходе равна ws (t) + <ог или <os (t) — wr, смот¬
ря по тому какова резонансная частота нагрузочной цепи.
Итак, при преобразовании частоты законы изменения амплитуды
Es (/), частоты <os (0 и фазы j <os (t) dt входного колебания переносятся на
выходное колебание. В этом смысле рассматриваемое преобразование сигнала
является линейным, а устройство — линейным преобразователем или «сме¬
сителем».
В заключение следует отметить, что при выделении разностной часто¬
ты структура сигнала сохраняется лишь в том случае, когда м, (t) > о>г.
Если же <os (^) < шг, то спектр сигнала «переворачивается».
На рис. 8.43, а изображена спектральная диаграмма сигнала на входе
и выходе преобразователя для случая, когда все частоты, входящие в спектр
входного колебания, выше частоты гетеродина (ог. Преобразованный спектр,
сдвинутый на величину <иг влево, имеет такую же структуру, что и исход¬
ный спектр. В преобразованном спектре при шг > <о, (t) (рис. 8.43,6)
<')т а ч и сош1п меняются местами.
При преобразовании частоты обычного AM колебания, спектр которого
состоит из двух симметричных относительно ш0 боковых полос, переворачи¬
вание спектра внешне никак не проявляется; просто верхняя и нижняя боко¬
вые полосы меняются местами. Преобразование же ЧМ колебания, мгно¬
венная частота которого ы* = ш0 4 Дш ((), при <»,. > о>4 (/) приводит к
изменению мгновенной частоты выходного сигнала по закону |ws (/) —
— саг| — tor — ы0 — Aw (t), т. е. к изменению знака перед отклонением
частоты Дсо (().
Из приведенных примеров ясно, что переворачивание спектра при пре¬
образовании частоты необходимо принимать во внимание только в тех слу¬
чаях, когда спектр сигнала несимметричен относительно своей центральной
частоты (при ЧМ асимметрия заключается в том, что знаки перед нижними
боковыми частотами ю0 — п£2 при нечетных п отрицательны, см. § 36).
При преобразовании частоты сигнала с несимметричным спектром для
сохранения структуры спектра частота гетеродина должна быть ниже час¬
тот сигнала.
8.12.	СИНХРОННОЕ ДЕТЕКТИРОВАНИЕ
Рассмотрим особый вид преобразования, который получается при часто¬
те гетеродина, равной частоте сигнала. Полагая в выражении (8.74) <о, =
= шг и рассматривая сначала немодулированное входное колебание {ЕЙ =
Е0), получаем
г (А = аа Е0 £г [cos (2ш, t + 0S 4 йг) -{- cos (6S — 6Г)|.	(8.75)
254

Как видим, в частном случае юг = колебание с нижней комбинаци¬
онной частотой вырождается в постоянный ток
г0 =а2 Ег cos (0S —0,,) Еп.	(8.76)
При 0S — 0Г = О или я ток |('0| достигает максимума, при 0S— 0Г =
= я/2 ток i0 — 0.
При включении на выходе преобразователя фильтра нижних частот ко¬
лебание с частотой 2®* подавляется и на выходе фильтра остается одно лишь
постоянное напряжение, пропорциональное току i0.
При наличии AM, когда es (t) ■= Es (t) cos (шД + 0S), колебание на вы¬
ходе будет пропорционально току:
t'a U) =аг £г cos (0„ — 0Г) £„ (t),	(8.77)
т. е. будет совпадать по форме с законом модуляции аплитуды высокочастот¬
ного колебания es (t).
Иными словами, на выходе преобразователя выделяется передаваемое
сообщение, причем по отношению к входному колебанию при Es (t) <Д Ег об¬
работка по существу является линейной.
Основным преимуществом такого способа обработки, называемого син¬
хронным детектированием, является повышенная избира¬
тельность радиоприема слабых сигналов на фоне шума (устраняется взаи¬
модействие сигнала с помехой в нелинейном устройстве, каковым является
обычный амплитудный детектор).
Следует, однако, отметить, что реализация принципа синхронного
детектирования связана со значительными трудностями, так как обеспе¬
чение синхронизма частоты гетеродина с частотой принимаемого сигнала
является сложной задачей, особенно при приеме слабых сигналов на фоне
помех.
8.13. ПОЛУЧЕНИЕ АМПЛИТУДНО-
МОДУЛИРОВАННЫХ КОЛЕБАНИЙ
В § 8.4 указывалось, что при воздействии на нелинейный резистивный
элемент с квадратичной характеристикой двух гармонических колебаний с
частотами и о>2, отвечающими условию Wj <g; w2, в спектре тока среди
других спектральных составляющих можно выделить три частоты ®2, со2 +
4 и (о2 — образующие спектр AM колебания.
В генераторах и передатчиках серьезным требованием является полу¬
чение большой мощности колебания при хорошем КПД. Ясно, что квадра¬
тичный режим работы нелинейного элемента этому требованию не отвечает.
Для улучшения энергетических показателей модуляции резистивный нели¬
нейный элемент должен работать в существенно нелинейном режиме, с от¬
сечкой тока. Поэтому модуляция амплитуды высокочастотного колебания
сводится к воздействию модулирующим напряжением на нелинейный резо¬
нансный усилитель. Структурная схема устройства для получения AM коле¬
баний представлена на рис. 8.44.
На вход нелинейного резонансного усилителя, работающего с отсечкой
тока, подается несущее колебание с частотой ©0 от независимого источника
(автогенератора). Модулирующее колебание (сообщение) s ((), спектр кото¬
рого расположен в области частот, низких по сравнению с а>0, изменяет по¬
ложение рабочей точки на вольт-амперной характеристике нелинейного
элемента и в результате изменяется амплитуда на выходе.
Одна из возможных схем подачи модулирующего колебания s (/) на резо¬
нансный (транзисторный) усилитель показана на рис. 8.45. Конденсатор Сб
255

Авто-
генера-
tog
Нелиней¬
ный резо¬
нансный
усилитель
тор
AM
колебание
s(t)
Рис. 8.44. Структурная схема устройст¬
ва для получения AM колебания
Рис. 8.45. Принципиальная схема к
рис. 8.44
в цепи база — эмиттер защищает низкочастотную цепь от токов высокой
частоты.
Режим работы нелинейного усилителя при модуляции поясняется
рис. 8.46, а, построенным для тональной AM (s (t) — гармоническая функ¬
ция с частотой Q).
Так как ток коллектора *'к = |3г0, то амплитуда напряжения на колеба¬
тельном контуре, создаваемого первой гар!МОникой коллекторного тока,
Uк = ^к\ ^:т р г?	^якР1
От рассмотренного в § 8.3 рис. 8.10 отличие заключается в зависимости
амплитуды импульсов тока /т (рис. 8.46, б) от модулирующего напряжения
(t). Это приводит к изменению амплитуды первой гармоники коллектор¬
ного тока и, следовательно, к изменению амплитуды напряжения на коле¬
бательном контуре усилителя. Модулированный по амплитуде ток основной
частоты шп показан на рис. 8.46, в. Штриховой линией обозначено изменение
/К1 — амплитуды первой гармоники тока.
При правильном выборе амплитуды модулирующего напряжения изме¬
нение амплитуды импульсов Д 1т относительно исходного значения
связано с еа линейным соотношением
Д^тп ~^ам
где &ам — постоянный коэффициент.
Поэтому огибающая импульсов изменяется по закону
Iгп ~ ^то ^ам (П,
Рис. 8.46. Режим работы нелинейного резонансного усилителя при AM
256

а амплитуда первой гармоники коллекторного тока — по закону
/К1 = <%1 (0) I т— «1 (0) \1 то + k&u Cg (01.
Так как изменение еа (/) во времени (при постоянной амплитуде Е высо¬
кочастотного колебания) сопровождается изменением угла отсечки 0 и со¬
ответственно коэффициента аг (0), то форма функции /К1 (/) отличается от
формы еа (/). Отсюда видно, что при модуляции смещением неизбежны иска¬
жения передаваемого сообщения. Искажения могут быть достаточно малыми
при правильном выборе пределов изменения угла отсечки и работе с не слиш¬
ком глубокой AM (40—50 %).
8.14.	РЕЗОНАНС В КОЛЕБАТЕЛЬНОМ КОНТУРЕ
С НЕЛИНЕЙНОЙ ЕМКОСТЬЮ
Широкое распространение получили электронные способы управления
резонансной частотой колебательной системы с помощью варикапа, подклю¬
чаемого к основной емкости контура.
Рассмотрим некоторые особенности резонансных явлений в контуре, у
которого г и L линейные (и постоянные) элементы, а С — С (ис) — нелиней¬
ная, зависящая от напряжения емкость. В контур включен источник гармо¬
нической ЭДС е (t) = Е cos со/; амплитуда Е поддерживается неизменной, а
частота со медленно изменяется, как это обычно делается при снятии резо¬
нансной характеристики контура.
Исходим из дифференциального уравнения
L — + ri -f ис=Е cos со/.	. (8.78)
Переходя от тока i к заряду q и учитывая, что I = dqldt, а напряжение
на емкости ис — q/C (ис), переписываем уравнение (8.78) в форме
1
d2 д
dt2
dq
dt
LC
(uc)
q — — cos со/.
4 L
Заметим, что нелинейная емкость С (ис) является функцией и q. Поэтому
слагаемое ^ q можно представить в виде нелинейной функции / (q), а
дифференциальное уравнение можно записать в виде
dt*	dt
где а = r/2L.
+ /(?) = — cos ©Л
В отсутствие нелинейности функция / (q) должна обращаться в
LC0
(8.79)
<7=
= tolq, где С0 — ]/®оL. Поэтому функцию / (q) удобно аппроксимировать
выражением
/ (q)=(o% q+b3 qs,	(8.80)
где bз — параметр, учитывающий нелинейность вольт-кулонной характери¬
стики конденсатора при больших амплитудах.
Выбор такой аппроксимации, значительно упрощающей анализ нелиней¬
ного уравнения, не снижает существенно общности выводов (по крайней
мере, качественных).
Подставляя (8.80) в (8.79), приходим к уравнению
+2а~щ' + ®° Ч + Ьз Цг «=-— c°s ®/.	(8.81)
9 Зак. 1326
257

Нас интересует амплитуда заряда q (t) при заданной частоте со в уста¬
новившемся режиме. Поэтому задача сводится к отысканию периодического
решения уравнения (8.81). Следует, однако, иметь в виду, что благодаря не¬
линейному характеру этого уравнения возможны периодические решения как
с частотой внешней силы со, так и с частотами /гео (гармоники) или со/л
(субгармоники); п — любое целое положительное число.
Если затухание контура а мало (добротность велика), а резонансная час¬
тота со0 близка к частоте внешней силы, то в первом приближении решение
уравнения (8.81) можно искать в виде гармонического колебания
<?(/)= Л cos (со £—ф),	(8.82)
где А и ф — подлежащие определению амплитуда и фаза (постоянные) заря¬
да.
Подстановка (8.82) в (8.81) приводит к следующим двум уравнениям:
(—со2 А + (Оо А + 3/4 Ь3 Л3) cos ф -+- 2аа>А sin ф = E/L,	(8.83)
(—(о2 Л+ Ио Л + 3/463 Л3) sin ф—2асоЛ cos ф = 0.	(8.84)
Слагаемое с частотой Зсо было отброшено вследствие высокой избира¬
тельности контура.
Исключая далее из уравнений (8.83), (8.84) фазу (поскольку нас интере¬
сует зависимость Л (to)], приходим к выражению
(—(о2 Л +®о Л + 3/4Ь3 Л3)2 + 4а2 (о2 Л2 = £2/L2.	(8.85)
содержащему искомую зависимость между амплитудой Л и частотой со при
заданных со0, а и Е.
Прямое решение этого уравнения относительно Л затруднительно, так
как искомая амплитуда входит в него в шестой степени. Поэтому можно
поступить следующим образом: задаваясь амплитудой Л, находим соответ¬
ствующую частоту внешней силы со, после чего строим график функции Л (со),
откладывая со на оси абсцисс, а Л на оси ординат.
Имея в виду такую последовательность вычислений, решаем уравнение
(8.85) относительно со2:
со2 = cog — (2а2 +3/ib3 Л2) ± VP/А2 L2—4а2 С05 + 2а2 (2а2- 3/ф3 Л2).
(8.86)
Заметим, что при Ь3 ->0, а также при очень малых Л, т. е. когда нелиней¬
ность контура не проявляется, уравнение (8.85) приводит к обычному реше¬
нию для амплитуды Л:
Л = E/(LV (со2—со^)2 + 4а2 со2).	(8.87)
С увеличением |ft3| характер резонансных кривых Л (со) изменяется. В
зависимости от амплитуды внешней ЭДС Е уравнение (8.86) определяет се¬
мейство кривых, изображенных на рис. 8.47. Амплитудные кривые «запро¬
кидываются», и тем сильнее, чем больше Е.
Это явление можно объяснить изменением среднего значения нелинейной
емкости в зависимости от Л. Действительно, из аппроксимации (8.80) вы¬
текает следующее выражение:
С («с)
_UL_ „cJli+М
®о + *з<72	I \ ®о ,
Подставив (8.82), получим (при ф = 0 и | Ь3 | Л2/соо <
С(ис)
С0/1-
М2
cos2con.
1)
258

Рис. 8.47. Резонансные кривые контура
с нелинейной емкостью (при Ь3>0)
Рис. 8.48. Двузначность АЧХ колеба¬
тельного контура с нелинейной емко¬
стью
В результате усреднения правой части по времени
С увеличением А средняя емкость уменьшается (при bs> 0) и соот¬
ветственно увеличивается резонансная частота контура. При постепенном
повышении частоты ЭДС, при приближении со к <а0 (участок 1—2 на
рис. 8.48) из-за увеличения А резонансная частота «уходит» от со, чем и
объясняется сдвиг максимума вправо. В точке /, в которой касательная к
кривой А (со) вертикальна, А (со) скачком переходит на нижнюю ветвь кри¬
вой. При понижении частоты со наблюдается аналогичная картина, только
в обратном порядке: скачок в сторону увеличения амплитуды наблюдается в
точке II после монотонного изменения амплитуды на участке 4.
Таким образом, в области со со0 (для Ь> 0) имеется участок 2—3, на
котором функция А (со) двузначна. Это указывает на существование не¬
устойчивости одного из состояний системы. Явление, подобное описанному,
имеет место и при других формах нелинейной зависимости С (ис). Различие,
лишь в количественных соотношениях.
Для варикапа Ь3< 0 и С(ис)>Сй. Поэтому резонансные кривые
в отличие от рис. 8.47 наклонены в сторону нижних частот. Если
контур настроен на частоту, близкую к <в0 = ш/л, где л — целое число, то
создаются условия, благоприятные для выделения субгармоник. Подобный
прием иногда используется для осуществления деления частоты.
В тех случаях, когда требуется по возможности точно определить ампли¬
туду и фазу периодического решения нелинейного уравнения (8.82) с учетом
гармоник и субгармоник, применяются различные методы анализа, основан¬
ные на принципе последовательного приближения.
Некоторые преобразования сигналов, рассмотренные в § 8.3—8.6, можно
осуществить с помощью реактивных нелинейных элементов, - например осно¬
ванных на нелинейной емкости р—л-перехода полупроводникового диода.
Общее название подобных приборов — варикап. Варикап, предназна¬
ченный для работы в диапазоне СВЧ, называют варактором. Он вы¬
деляет значительную мощность в режиме умножения частоты.
При гармоническом воздействии е (t) в цепи с емкостью СНл возникает
ток tHJ1 (i), содержащий гармоники с частотами лсоь что позволяет осущест¬
влять умножение частоты.
8.15.	ВОЗДЕЙСТВИЕ ГАРМОНИЧЕСКОГО
СИГНАЛА НА НЕЛИНЕЙНУЮ ЕМКОСТЬ.
УМНОЖИТЕЛЬ ЧАСТОТЫ НА ВАРАКТОРЕ
9'
259

Метод анализа спектра тока /Нл (0 аналогичен методу, использованному
в § 8.3. В данном случае в основу анализа можно положить нелинейную
вольт-кулонную характеристику варактора
q — q9 + ble + btt* + ... + bkek,	(8.88)
где Ьх — С0 определяется выражением (8.4);
Hr	(а89)
Применяя выражение (8.2) к ряду (8.88), находим ток через нелинейную
емкость
dq dq de
‘“<() = 1Г=1Г-5Г
*= N —+26, Й-77- +
dt
de
dt
+ 3 b3e*-^-kbhek~
dt
I
dt
(8.90)
Рассмотрим структуру первых трех слагаемых этого ряда при е (t) =
= Е cos (ait +0j) =Е cos % (t).
Первое слагаемое
bx — —С0 о»! Е sin % (t) ~ —С0 (Ох Е sin {щ 14- 0Х)
dt
соответствует току частоты м, через обычную линейную емкость С0.
Второе слагаемое
2Ьге	= 2Ь% Е cos ^ (t) [— «х Е sin грх (/)] = —Ьг % £2 sin (2 оэх/	20х)
dt
(8.91)
вносит в спектр тока /нл (t) составляющую с частотой 2<ох и амплитудой
/(02 — Ь2(ОхЕ2.
Третье слагаемое
3Ь3 е2	= —3b3 Е2 cos2 % (0 [ —юх Е sin ifo (/)]
dt
приводится к виду
—- [sin К t + 0х) —sin (Зшх t + 30х».	(8.92)
4
Из приведенных соотношений видна закономерность образования спек¬
тра тока 1Нл (t) при гармоническом воздействии. Как и для цепи с безынерци¬
онным резистивным элементом, слагаемые ряда (8.90) с четными степенями
привносят четные гармоники, а слагаемые с нечетными степенями — нечет¬
ные гармоники. Наивысший порядок гармоник равен степени полинома k,
аппроксимирующего вольт-кулонную характеристику. Постоянная состав¬
ляющая в спектре тока отсутствует.
Функциональная схема умножителя частоты на варакторе представле¬
на на рис. 8.49, а. Сопротивление полупроводникового материала и актив¬
ная проводимость, шунтирующая нелинейную емкость варактора, этой схе¬
мой не учитываются.
Для частоты л-й гармоники тока injJ (t) сопротивление нагрузки равно
R, а для всех остальных частот сопротивление можно считать пренебрежи¬
мо малым (при достаточно высокой добротности контура).
260

*«»(? с™
-Jf-
un(t)
i»n (t)
тгх
q;®-
]6)p=/76>/
2ы1
^e(t)
W Г*1 m
V \(п-1)ыГ\пы*
(n+Dtof
a)
6)
ap=no)f
Рис. 8.49. Умножение частоты с помощью варактора:
а) последовательная, б) параллельная схемы замещения
Напряжение на контуре в соответствии с (8.91), (8.92) можно записать в
форме
ип (t) = /„ R sin (пщ t + nQi) — Un sin (пщ t + пбц),	(8.93)
где In — амплитуда n-й гармоники тока г„л (О-
Введение нагрузочного контура, поглощающего мощность, изменяет
структуру спектра тока г'Нл (/), определяемого в холостом режиме выраже¬
нием (8.90). Для определения структуры спектра в режиме нагрузки необ¬
ходимо учесть взаимодействие на нелинейной емкости двух напряжений:
е (t) и ип (/). С этой целью в исходном выражении (8.90) е (t) должно быть
дополнено слагаемым ип (t). Выполнив затем преобразования, аналогичные
(8.91), (8.92), найдем все спектральные составляющие тока г'„л (/).
Для дальнейшего анализа последовательную схему замещения
(см. рис. 8.49, а) целесообразно преобразовать в параллельную схему
(см. рис. 8.49, б). В параллельной схеме замещения для каждой из спек¬
тральных составляющих тока г„л (/) предусмотрена отдельная ветвь с филь¬
тром, пропускающим (без ослабления) только одну из гармоник. Напряже¬
ние генератора е (t), как и в схеме рис. 8.49, а, оказывается приложенным не¬
посредственно к СНл, а токи с частотами 2ft»!, Зсоь ..., обусловленные нелиней¬
ностью СНл, замыкаются во внешней цепи, не создавая никакой нагрузки
для генератора с частотой %. Исключение составляет лишь ветвь, содержа¬
щая нагрузочный контур. Падение напряжения, создаваемое п-й гармони¬
кой тока на контуре, прикладывается к СНл последовательно с е (t).
Проиллюстрируем определение спектральных составляющих тока и
энергетических соотношений в схеме умножителя на примере удвоения ча¬
стоты. Для выявления принципиальной стороны вопроса облегчим задачу
допущением, что вольт-кулонная характеристика варактора в пределах ис¬
пользуемого участка удовлетворительно аппроксимируется полиномом вто¬
рой степени. Тогда амплитуда тока второй гармоники /2 определяется лишь
квадратичным членом ряда (8.88).	^
Подставив в (8.91) вместо е (/) сумму е (t) + ип (t) — Е cosiH (t) + U2 х
X sin ф2 (0. после несложных тригонометрических преобразований получим
2*2 [е (t) + ы„ (01 [е' (t) + и'п (/)] = —Ь2щ Ег sin (2®! t + 20х) +
+ Ь2 % EU2 cos (щ / + 0i) + 3fc2 EUi cos (Зо^ t + 30г) —
—2b2 g»! U\ sin (4a)! t + 40г).	(8.94)
Токи с частотами 3(1)х и 4®!, замыкающиеся через «пустые» ветви схемы
замещения, не выделяют мощности и могут не приниматься во внимание.
261

Первое слагаемое в правой части (8.94), совпадающее с (8.91), определяет
ток в ветви, содержащей нагрузочный контур с резонансной частотой (ор ==
= 2щ. Амплитуда этого тока
1(й 2 — ^2 ®1 Д2,
(8.95)
а мощность, выделяемая в сопротивлении R,
(8.96)
Второе слагаемое в правой части (8.94) определяет ток основной частоты
(i)lt нагружающий генератор е (t). Амплитуда этого тока с учетом (8.95)
/он = Ьг щ Е11г —Ьг Е1ш2 Д— bl ft»2 Е3 R. (8.97)
Следовательно, мощность, отбираемая от генератора
п Е ь\ ш? Е* п
Ра1~ 2 = 2 R-
е (t),
(8.98)
Сопоставление выражений (8.96) и (8.98) показывает, что Рш1 — Рыг.
Легко убедиться, что при увеличении амплитуды Е входного колебания
и связанном с этим возрастанием влияния членов ряда (8.88) с более высо¬
кими степенями структура спектра тока (/) усложнится, но соотношение
между Рт и Р„п останется прежним.
В равенстве Рт = Рып заключается принципиальное отличие умно¬
жителя частоты с энергоемким элементом Снл от безынерционного умно¬
жителя на транзисторе, рассмотренного в § 8.6. В транзисторном
умножителе источник входного сигнала с частотой % лишь управляет то¬
ком коллектора, энергия же колебания с частотой пщ поставляется источ¬
ником постоянного тока в цепи коллектора. В варакторном умножителе
единственным источником энергии является генератор частоты <оь который
поставляет энергию в нелинейную емкость СНл, играющую роль накопителя,
откуда энергия «перекачивается» в колебание с частотой tu>)L. При пренебре¬
жении потерями в варакторе КПД умножителя равен единице. В реальном
устройстве с учетом потерь в сопротивлении самого варактора и в согласую¬
щих цепях КПД достигает 60—70 %.
Различные варианты построения варакторных СВЧ умножителей ча¬
стоты, а также различные режимы их работы изучаются в курсе «Радиопере¬
дающие устройства».
8.16.	ВОЗДЕЙСТВИЕ ДВУХ ГАРМОНИЧЕСКИХ
КОЛЕБАНИИ НА ЦЕПЬ С НЕЛИНЕЙНЫМ
ЭНЕРГОЕМКИМ ЭЛЕМЕНТОМ
Рассмотрим энергетические соотношения в цепи, содержащей нелиней¬
ную емкость и колебательный контур, при входном воздействии в виде
(0 + «о V) = Ei cos (юц/ + 0Х) + Е0 cos (d)0t + 0O).
Взаимодействие et (t) и e0 (t) в нелинейной емкости С„л создает ток
t нл (f), спектр которого, как и при резистивном нелинейном элементе, со¬
держит частоты вида пи»1 ± /ш0 (кроме постоянной составляющей).
В данном параграфе нас будет интересовать выделение разностной ком¬
бинационной частоты <й2 = (о0 — при (i)0 > Gtj. Для выделения указан¬
ной частоты в схему включен колебательный контур с резонансной частотой
262

а)	б)
Рис. 8.50. Бигармоническое воздействие на цепь с нелинейной емкостью:
а) последовательная, б) параллельная схемы замещения
сор = <о0 — ©!• Последовательная схема замещения цепи представлена на
рис. 8.50, а, а параллельная — на рис. 8.50, б.
При достаточно высокой добротности на контуре создается падение на¬
пряжения
иг (t) = иг cos (co2i + 02) = /2z2 (со2) cos (соtt + 02),	(8.99)
где амплитуды тока /2 и напряжения U2, а также фаза 02 подлежат опреде¬
лению.
Результирующее напряжение, приложенное к Снл,
е (t) = е0 (t) + е1 (t) + е2 (t) = Е0 cos ф0 (t) + Е1 cos ^ (/) + £s х
X cos гр2 (f),	(8.100)
где е2 (t) = —иг (t) имеет смысл ЭДС, компенсирующей падение напряжения
иг (t). Подставив (8.100) в выражение (8.90), придем к следующему результа¬
ту:
«нл (0 = — Ьг [со0 Е0 sin (со0 / + 0О) + % Ех sin («! f + 0j) +
4- w2 Ег si n (o)21 + 02)]—b2 {co0 £1£2sin[oj0/ + (0X -f 02;] +
-f- ft>i Eq E2 sin [co21 -(- (0q—02)] -f- co2 Eq Ex sin [co2 i -)- (0e 0i)]}.	(8.101)
При выводе этого выражения токи с частотами, отличными от со0, ад,
и со2 = со0 — од, которые замыкаются через пустые ветви (не содержащие
нагрузочного контура), были опущены.
Первые три тока (слагаемые с коэффициентом Ьх), сдвинутые по фазе на
90° относительно соответствующих напряжений ех (/), е2 (t) и е0 (/), не созда¬
ют расхода энергии (как и в обычном линейном конденсаторе без потерь).
Токи же частот од, со2 и со0, обусловленные нелинейностью вольт-ку-
лонной харатеристики реактивного элемента, создают мощности Ра1, Ра2
и Ри0, которые нетрудно определить следующими1 выражениями:
1 При прохождении тока *и2 (/) — —Ьга>2Е0Ех sin Iод/ + (0О — 0Х)], определяе¬
мого последним слагаемым выражения (8.101), через контуо г2 (ш2) получается падение
напряжения и2 (t) = —Ь2ч>2ЕаЕхг2 (а>2) sin (од^ + (во — щ) + ФгЬ
Сопоставление этого выражения с (8.99) приводит к равенству 02 = 0О — 02 —
— п/2 + ф2, откуда вытекают следующие формулы для токов:
«ml (t) *= —b2 (Oi E0 E2 cos (w^+0!—Фг),
«m2 (0= —*2 ОД Eo Ei COS (CO2/ + 02— фг),
«rnO (4 — b2 0)o E2 cos (а>о* + во + Ф*)-
Все три тока сдвинуты относительно соответствующих ЭДС ех (t), е2 (t) и е0 (/) на угол
ф2, что и определяет средние мощности.
263

Pa>t — — 1/2b2<J)1E1E2E0COS(pz, Ри>г— — 1/2Ь20)2Е1Е2 Е0 COS <рг,
(8.102)
Piоо = Х/2Ь2 (о0 Ег Е2 Е0 cos ф2.
В этих выражениях ф2 — аргумент комплексного сопротивления Z.2 (t<o2).
При малых расстройках контура cos ф2 близок е единице.
Смысл отрицательных мощностей Рт и Рт заключается в том, что со¬
ответствующие источники на частотах cojH со2не отдают, а потребляют энер¬
гию. Положительное же значение Р0>о указывает на то, что источник е0 (t)
отдает энергию во внешнюю цепь.
Суммарная мощность, выделяемая в нелинейном реактивном элементе,
Ра,о + Pan + Ра,2 — х!% ь2 (со0—«!— ш2) Ег Ег Ей cos ф2 = 0,	(8.103)
поскольку 0)0=0)!+ о)2. Этот результат находится в полном соответствии
с принятым допущением отсутствия потерь в емкости.
Итак, в цепи, содержащей энергоемкий нелинейный элемент, возможна
перекачка энергии от одного генератора к другому. Это указывает на воз¬
можность осуществления пребразования частоты сигнала одновременно с
«накачкой» энергией от вспомогательного генератора.
Из выражений (8.102) вытекают следующие пропорции:
^(01
(i>2
шО
со0
(8.104)
8.17.	ТЕОРЕМА МЭНЛИ—РОУ
Важные соотношения (8.104), выведенные для квадратичной вольт-
кулонной характеристики, можно распространить и на более сильную нели¬
нейность, когда в спектре тока, протекающего через нелинейную емкость
СНл, существует большее число составляющих с частотами вида (om n =
= тсох + то0 (тип — целые числа, которые в отличие от § 8.4 могут при¬
нимать как положительные, так и отрицательные значения. При этом со¬
храняется условие \т\ + \п\ < k, где k — степень полинома, аппроксими¬
рующего нелинейную характеристику).
Известна теорема Мэнли—Роу, устанавливающая энергетические со¬
отношения в спектре колебания в цепи, содержащей реактивную нелиней¬
ность (емкость или индуктивность) при произвольном порядке нелинейности
и произвольном числе генераторов.
Модель цепи, используемая при выводе теоремы Мэнли—Роу, представ¬
лена на рис. 8.50, б (для двух генераторов). Число параллельных ветвей рав¬
но числу составляющих в спектре тока, протекающего через С„л. Каждая
ветвь содержит идеальный фильтр, пропускающий только колебание с соот¬
ветствующей частотой. Идеальный фильтр можно представлять в виде после¬
довательного соединения элементов L и С, отвечающих условию 1/|/ LC =
= тщ + ло)0, «Пустые» ветви, не содержащие сопротивлений Z, замыка¬
ют накоротко внешнюю цепь конденсатора СНл для токов соответствующей
частоты. Таким образом, на Снл воздействуют помимо напряжений генера¬
торов только напряжения, создаваемые токами комбинационных частот в со¬
ответствующих нагруженных ветвях.
Замечаем, что при включении Z только в одну ветвь, соответствующую
частоте со0 — <*>! = со2 (при т = —1, п = 1), получается модель цепи, эк¬
вивалентная ранее рассмотренной последовательной схеме с двумя генера¬
торами и одним сопротивлением Z2 (гсо2) (см. рис. 8.50, а).
264

Прежде чем давать общую формулировку теоремы, выведем уравнения
Мэнли—Роу для случая, когда нагружена всего лишь одна ветвь, содержа¬
щая фильтр, пропускающий частоту /т>„ = тД + nf0.
Основываясь на законе сохранения энергии, исходим из условия, что
сумма средних мощностей, поступающих в элемент Свд и отбираемых от не¬
го, равна нулю (конденсатор СНл свободен от потерь):
Ро+Рг+Рт,п= 0.	(8.105)
Приведенное ранее выражение (8.103) иллюстрирует это равенство.
Выразим мощности Р0, Р, и Р,„ через энергию, выделяемую за один пе¬
риод соответственно Т0, Т, и Tm n:
Р „ = ■
^0Д, Р^-ф-^aj, и
' i	' ni.n
= ^m,n(mf1 + nf0).
Тогда равенство (8.105) можно записать в форме
Э0 fo+31f1 + 3jn>n (rn.fi -f nf0) =Д (3i +	+ /0 (Э0 + пЭт,п) « 0.
Поскольку частоты Д и /0 могут принимать любые значения, то это ра¬
венство возможно, только если каждое слагаемое равно нулю по отдельно¬
сти:
Э1+тЭт:П^0, Э0 + пЭт>п =0.
Переходя от энергии к мощности, получаем
^I |	m, п  ^j. 	тРm п
fi тД + п/о од тш,-)-«(о0
Ро j пРт,м 	 Ро |	пРт,н
fo	Wq тид + жо,,
= 0,
= 0.
В общем случае при произвольном числе нагруженных ветвей приведен¬
ные уравнения должны быть просуммированы по всем возможным при задан¬
ной нелинейности значениям тип, что приводит к общей формулировке тео¬
ремы Мэнли—Роу:
2 2
пвО п= —
тРт, п
mcoj-j-moo
X1	пНт,п
^	та, 4- яш0
п = 0 т=-оо
(8.106)
где о)! и <о0 — частоты генераторов, возбуждающих систему; Рт п — мощ¬
ность колебания частоты /под + ло>0; целые числа тип определяют порядок
комбинационного колебания.
Выражения (8.106) можно распространить на любые реактивности —
емкостные и индуктивные— при условии отсутствия гистерезиса.
При рассмотрении систем с нелинейностью второго порядка вычисле¬
ние сумм в (8.106) не связано с какими-либо трудностями.
Поясним применение выражений (8.106) на примере рассмотренной ра¬
нее цепи (см. рис. 8.50, а), возбуждаемой двумя генераторами на частотах
од и со0. Кроме этих частот на пассивном элементе Z2 (ад) создается одно
комбинационное колебание с резонасной частотой со2 ■= од — ад.
В соответствии с обозначениями выражений (8.106) частоту од следует
рассматривать как значение знаменателя /под 4- /год при т — 1 и п = 0,
а мощность на этой частоте Р0>1 = Я10. Частоте ад соответствуют индексы
суммирования т = 0, п = 1 и мощность Р0>„ = Р0д. Наконец, частоте
о)., = а)0 — о), соответствуют индексы т — —I, п — 1 и мощность Рш, ~
Ры,- Ы, — Р-1.1 •
265

Тогда внутреняя сумма в первом равенстве (8.106) дает
п __ тРтщ~ 1	| мРщ, о | т^т, j
I ffWDi-j-^Wo mo)i—<*>о	Ш0| + О*соп	тм,
		т,—1 | ^т,о	мРт, 1
tflCOi ——(0о	0)^ fllO)|
Суммируя полученное выражение по т, получаем первое равенство
(8.106)
У (	Рт о + wPm.i \ _ /Q + Р°-'> + q\ +
Vmwj — ш0 а>! mcO]+fflo / \	<0|	/
Л.-1
1,0
сох —со0
+
Риг
COj -f- COq
СО i—СОо	СО |
(Слагаемые, содержащие Р00 и Р1Л отброшены.) Таким образом,
Р(о„—о>!/[	(®0—®х)1 + Рщ/Щ ^ 0
или
Р С00 — f0t / (с*3 о	®l) — Рьlj/®2 — Рю,/®!-
Аналогичным образом второе равенство в (8.106) дает
Piог/®2==	Pro0/®o•
Итак, получаем пропорции
Ра,,/оз 1 = Яа,/(0.2 = — Ро>„/С00,
совпадающие с выражением (8.104).
Из проведенного анализа видно, что с помощью нелинейной емкости
можно осуществить преобразование спектра, сопровождающееся перекач¬
кой энергии из одного источника в другой. Так, если (Ол — частота прини¬
маемого сигнала, а со„ — частота гетеродина, то можно выделить комбина¬
ционную частоту со2 = со0 — со, с одновременным усилением мощности ко¬
лебания на этой частоте. Напомним, что при использовании резистивного
нелинейного элемента преобразование частоты сигнала (см. §8.11) не со¬
провождается перекачкой энергии от гетеродина.
Приведенные выше соотношения будут использованы в § 10.7 при ана¬
лизе работы параметрического усилителя.
8.18.	МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ
В НЕЛИНЕЙНЫХ ЦЕПЯХ ПО ЗАДАННОМУ
ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОМУ УРАВНЕНИЮ
В предыдущих параграфах настоящей главы изучалось воздействие
сигналов на нелинейные элементы — безынерционные или энергоемкие —
с последующим выделением полезных спектральных составляющих с по¬
мощью избирательной линейной цепи (см. функциональные схемы на
рис. 8.13 и 8.14). В ряде задач желательно проведение прямого анализа,
основанного на интегрировании уравнения цепи, содержащей нелинейный
элемент.
Математическое уравнение, описывающее систему, моделируется на
ЭВМ — аналоговой или цифровой. Сначала строится аналоговая структур¬
ная схема моделирования. Дискретизацией сигнала и дифференциального
266

Рис. 8.51. Линейный че- Рнс. 8.52. Структурная схема моделирования уравне-
тырехполюсник •	ния (8.109)
уравнения системы результаты аналогового моделирования нетрудно за¬
тем преобразовать в алгоритм моделирования на цифровой ЭВМ.
Моделирование дифференциального уравнения проиллюстрируем сна¬
чала на примере линейной цепи, показанной на рис. 8.51. Напряжение (в опе¬
раторной форме) на выходе цепи
U (р)^Е (р)
МСр
Е(Р)
Lp+r+l/Cp	LCffi+rCp-fl
Перепишем это выражение в форме
Е (р) = LCp2 U (р) + rCpU (р) + U(p).
(8.107)
Учитывая, что умножение U (р) на р эквивалентно дифференцированию
и (t), а умножение на р2 эквивалентно двухкратному дифференцированию,
приходим к следующему дифференциальному уравнению:
e(t)^LC^P + rC-^P'-hu(t)^LC'u + rCu-\-u.	(8.108)
Решим это уравнение относительно наивысшей производной:
LCu — e—гСи—и.	(8.109)
Уравнению (8.109) соответствует схема на рис. 8.52. Основными эле*
ментами этой схемы являются интеграторы на операционных усилителях,
сумматоры и умножители на число. Выходы интеграторов и и и характери¬
зуют состояние системы в рассматриваемый момент времени t с учетом на¬
чальных условий, т. е. состояния в момент времени t0, а также с учетом дей¬
ствия входного сигнала на интервале от i0 до t. В этом смысле выходы интег¬
раторов и и и называют переменными состояния, а основанный
на них способ интегрирования дифференциальных уравнений называют
методом переменных состояния1 (МПС).
По существу, представленное на рис. 8.52 устройство, основанное на
применении интеграторов, решает заданное дифференциальное уравнение
(8.108) и определяет реакцию цепи (см. рис. 8.51) на воздействие е (t).
Принцип построения схемы, описанный выше, можно применить и для
моделирования нелинейной системы. В качестве иллюстрации построим
1 Этот метод получил особенно широкое распространение при анализе линейных
систем со многими входами и выходами, когда эффективно применение матричного ис¬
числения и векторного анализа для операций с большим числом переменных, входя¬
щих в исследуемые задачи [8].
В данном случае нас будет интересовать применение МПС к нелинейным задачам.
[См. Деруссо П., Рой Р., Клоуз Ч. Пространство состояний в теории управления:
Пер. с англ. —М.: Наука, 1970.|
267

схему, соответствующую нелинейному дифференциальному уравнению
(8.81), которое запишем в форме
£
q — -J- cos со/—2аq—u>o q-\-b9q*.	(8.110)
Схема представлена на рис. 8.53. Дополнительно к двум интеграторам
и сумматору потребовался функциональный блок, осуществляющий опера¬
цию возведения в куб функции q (t).
Определение реакции нелинейных цепей на заданное воздействие реше¬
нием дифференциального уравнения требует, как правило, больших вычис¬
лительных затрат. Задача упрощается, если рассматриваемая нелинейная
система допускает дискретное представление процессов, происходящих
в отдельных ее элементах, как линейных, так и нелинейных. Такое положе¬
ние имеет место, в частности, если нелинейные элементы являются безынер¬
ционными. В подобных случаях открывается путь к эффективному цифрово¬
му моделированию.
Покажем это на примере моделирования простого амплитудного детек¬
тора (см. рис. 8.24). Вольт-амперную характеристику диода представим в ви¬
де нелинейной функции
‘»=/Ю=/(е—ывь.х).	(8.111)
где «д = е — «вых — напряжение, действующее на диоде.
Соотношение между токами в линейной части схемы определяется вы¬
ражениями
iR (t) + к (t) = t„ (t), iR (t) = Jim&HL, ic (/) = c	,
откуда вытекает следующее нелинейное уравнение:
с	+ 4- «вых (t)=f\e (t) - ивых (01
dt	R
или
^ВЫX — / (£ ^вых)	^вых •	(8,112)
И
Это уравнение моделируется аналоговой структурной схемой, представ¬
ленной на рис. 8.54. На выходе сумматора I образуется разность е - ивых,
которая после нелинейного преобразования в диоде дает ток гд, т. е. первое
слагаемое в правой части (8.112).
Нелинейное безынерционное преобразование (8.111) легко реализуется
в ЭВМ. Функция / (Пд) может быть задана либо в виде таблицы (например,
по экспериментальным данным), либо аналитически. В первом случае табли¬
ца должна храниться в памяти ЭВМ, во втором случае вычисление значений
(д производится по программе, со¬
ответствующей аналитическому вы¬
ражению.
Переходя к дискретному мо¬
делированию, задаем шаг Т исходя
из наивысшей частоты в спектре
входного сигнала е (t), руковод¬
ствуясь правилами, изложенными
в § 2.17.
Таким образом, входящие в
уравнение (8.112) величины е (t),
Рис. 8.53. Структурная схема моделирова
ния уравнения (8.112)
268

«виг (0 и ip (t) должны быть заме¬
нены соответственно, на е (тТ),
“вых (tnT) и /д (тТ).
Для перехода от дифференци¬
ального уравнения (8.112) к экви¬
валентному ему разностному урав¬
нению воспользуемся соответствием
^цвых (0	«вых (mТ)—«вых (тТ — Т)
dt	Т	’
(8.113)
Рис. 8.54. Структурная схема моделирова¬
ния уравнения (8.112)
которое имеет смысл при условии достаточной малости Т.
Тогда уравнение (8.112) принимает вид
-у [«вых (тТ) —«вых(тТ —Г)] = / [е (тТ) — «вых(тТ)] —
— у «вы х<тТ)
или
«вых {тТ) =	Rf [е (тТ) — ывых (тТ)] -\—ыВЬ1Х (пгТ—Т) =
Т-|- i	Т-р /
=а0 Rf [е (тТ) —«вых (тТ)] + Ьг ывых (tnT—Т),	(8.114)
где т = RC\ а0 = 77 (т + Т); Ъх = т/ (т + Г).
Уравнению (8.114) соответствует схема, представленная на рис. 8.55, а,
а общая аналоговая схема (см. рис. 8.54) после перехода к дискретной обра¬
ботке принимает вид, показанный на рис. 8.55, б.
Из сопоставления аналоговой и дискретной схем следует,что звено с за¬
держкой Т в кольце обратной связи для разностного уравнения аналогично
интегратору для дифференциального уравнения. Характеристики и свойства
подобных устройств обсуждаются в § 12.8.
Моделирование рассматриваемой цепи целесообразно в тех случаях,
когда аналитическое решение затруднительно или даже невозможно. По¬
добная ситуация имеет место, например, при детектировании относительно
коротких радиоимпульсов, когда в пределах длительности импульса укла¬
дывается всего лишь несколько периодов высокочастотного заполнения
и условие (8.56) оказывается невыполнимым (см. § 8.9).
Пусть, например, средняя частота заполнения f0— 1/Т0 = 465 кГц
(промежуточная частота в обычном радиоприемнике), а длительность им-
Рис. 8.55. Дискретный вариант схемы, представленной на рис. 8.54
1 Постоянная времени т= RC, как правило, значительно больше периода высоко¬
частотного заполнения входного сигнала е (?), так что спектр выходного напряжения
«вых (0 много уже спектра сигнала е (t). Следовательно, при значении Т, обеспечиваю¬
щем сохранение информации, которая содержится как в е (i), так и в f [е (*)], наверня¬
ка выполняется (8.113).
269

пульса ти = 10 мкс. Постоянная врем ени нагрузки детектора RC приравне¬
на длительности импульса: т = ти.
Режим детектирования близок квадратичному (отсечка тока отсутствует),
так что спектр тока /д приблизител ьно вдвое шире спектра входного сигнала
е (t). Шаг дискретизации зададим Т — Т0/8 = 0,25 мкс (восемь отсчетов на
один период Т0 = 2 мкс).
При указанных данных параметр тIT = 10/0,25 = 40 и коэффициенты
а0 и Ьг в выражении (8.114) будут:
а0 = 77 (т + Т) = 0,025, Ьх = т/ (т + Т) = 0,975.
Вычисление на ЭВМ по алгоритму (8.114) позволяет выявить форму сиг¬
нала на выходе детектора при любой форме огибающей импульса на входе,
а также при любом законе угловой модуляции заполнения импульса.
Глава 9. ГЕНЕРИРОВАНИЕ ГАРМОНИЧЕСКИХ
КОЛЕБАНИИ
9.1.	АВТОКОЛЕБАТЕЛЬНАЯ СИСТЕМА
Любой автогенератор представляет собой нелинейное устройство, преобра¬
зующее энергию питания в энергию колебаний. Независимо от схемы и наз¬
начения автогенератор должен иметь источник питания, усилитель и цепь
обратной связи. Из приведенных в гл. 5 сведений следует, что обратная связь
должна быть положительной.
Настоящая глава в основном посвящена изучению явлений в автогене¬
раторах, используемых для получения высокочастотных гармонических
колебаний. В качестве усилительных элементов в подобных генераторах
используются транзисторы, электронные лампы и другие аналогичные при¬
боры, а в качестве цепей нагрузки — колебательные цепи с сосредоточен¬
ными или распределенными параметрами.
Автогенератор, находящийся в стационарном режиме, представляет
собой обычный нелинейный усилитель, для возбуждения которого исполь¬
зуются колебания, вырабатываемые в самом генераторе; колебания с выхода
усилителя подаются на его вход по цепи обратной связи. Если амплитуда и
фаза возбуждения отвечают определенным условиям, то в энергетическом
отношении автогенератор ведет себя так же, как и генератор с внешним
возбуждением. Однако генератор с самовозбуждением имеет существенные
особенности. Частота и амплитуда автоколебания в стационарном режиме
определяются только параметрами самого генератора, между тем как в ге¬
нераторе с внешним возбуждением частота и амплитуда колебаний навязы¬
ваются возбудителем. Кроме того, в случае самовозбуждения большое зна¬
чение имеет механизм возникновения колебаний при запуске автогенератора.
Все эти особенности можно выявить, рассматривая поведение автогене¬
ратора в процессе нарастания колебаний от момента запуска до'полного ус¬
тановления стационарного состояния. Можно наметить следующую картину.
В момент запуска в колебательной цепи автогенератора возникают свобод¬
ные колебания, обусловленные включением источников питания, замыканием
цепей, электрическими флуктуациями и т. д. Благодаря положительной об¬
ратной связи эти первоначальные колебания усиливаются, причем на первом
270

\
Рис. 9.1. Структурная схема автогенератора
этапе, пока амплитуда мала, усиление практически линейно и цепь можно
рассматривать как линейную. Энергетически процесс нарастания амплитуд
объясняется тем, что за один период колебания усилитель передает в нагруз¬
ку энергию, большую той, которая расходуется в ней за это время. С ростом
амплитуд начинает проявляться нелинейность устройства (кривизна вольт-
амперной характеристики усилительного элемента) и усиление уменьшается.
Нарастание амплитуд прекращается, когда усиление уменьшается до уровня,
при котором только компенсируется затухание колебаний в нагрузке. При
этом энергия, отдаваемая усилителем за один период, оказывается равной
энергии, расходуемой за это же время в нагрузке.
Таким образом, на последнем этапе установления колебаний основную
роль играет нелинейность цепи, без учета которой нельзя определить пара¬
метры стационарного режима автогенератора.
Любой автогенератор высокочастотных колебаний в стационарном режи¬
ме можно представить в виде схемы, показанной на рис. 9.1 (сог обозначает
частоту генерации). На этой схеме автогенератор изображен в виде сочетания
трех четырехполюсников: одного нелинейного, безынерционного, и двух
линейных. Нелинейный четырехполюсник соответствует усилительному эле¬
менту (транзистор, туннельный диод и т. д.), первый из линейных четырех¬
полюсников — колебательной цепи автогенератора, а второй — цепи об¬
ратной связи. Подобное представление автогенератора справедливо для
систем с внешней обратной связью.
В § 9.8 будут рассмотрены примеры автогенераторов, механизм работы
которых приводит к внутренней обратной связи, требующей несколько иной
трактовки обобщенной схемы.
Усилительный элемент совместно с избирательным четырехполюсником,
обеспечивающим фильтрацию (подавление) высших гармоник, представляет
собой обычный нелинейный усилитель, развивающий на выходе гармони¬
ческое напряжение. В общем случае усиление зависит как от частоты юг (из-
за избирательности четырехполюсника), так и от амплитуды [/, (из-за
нелинейности усилительного элемента). Коэффициент усиления этого уст¬
ройства обозначим через Ку (го>Г, иг). Очевидно, что
Ky(i4, t/^Uo/Uj.	(9.1)
При фиксированной частоте сог Ку является функцией только амплиту¬
ды Ur.
Коэффициент передачи линейного четырехполюсника обратной связи,
который в дальнейшем будем называть просто коэффициентом обратной
связи, можно выразить через амплитуды U3 и Ua:
кос м =ц>/и2.
271

Но напряжение U3, снимаемое с выхода четырехполюсника обратной
связи, есть одновременно напряжение Ub действующее на входе усилителя.
Следовательно,
Кой(ко)=1Л/и2.	(9. Г)
Сравнивая это выражение с (9.1), приходим к выводу, что в стационар¬
ном режиме автогенератора (когда только и можно пользоваться методом
комплексных амплитуд) коэффициенты Ку (icor, U1) и Кос (ta>) являются
взаимно обратными величинами:
Ку (10)г, их) Кос (<©г) = 1 •
Представим комплексные функции Ку (гюг, £/х) и Кос (*юг) в форме
Ку (шг, U,) = Ку К, Щ е1фу(“г), Кос (*Ч) = Кой (сог) е‘ф°с(юг).
Тогда последнее равенство распадается на два условия:
Ку к, I/i)tf0cK) = l.	(9.2)
фу К) + Фос К) = 2яя.	(9.3)
Условие (9.2) называют условием баланса амплитуд: из него следует,
что в стационарном режиме полное усиление на генерируемой частоте при
обходе кольца обратной связи равно единице.
Так как коэффициент передачи линейного четырехполюсника Кос не
зависит от амплитуды колебаний, то выражение (9.2) можно использовать
для определения установившейся амплитуды колебания при заданном
Кос. Именно когда К7, уменьшаясь с ростом амплитуды (из-за нелинейности
вольт-амперной характеристики усилительного элемента), достигает значе¬
ния 1/Кос дальнейший рост амплитуды, как указывалось ранее, прекра¬
щается. Это поясняется рис. 9.2. Стационарная амплитуда £У1ст определяется
как абсцисса точки пересечения графика Ку с горизонталью, проведенной
на уровне 1/Кос. Кроме того, выражение (9.2) можно использовать для
определения коэффициента обратной связи, требуемого для поддержания
определенной амплитуды Н1ст при заданной функции Ку (Ui).
Условие (9.3) называют условием баланса фаз. Из него следует, что в ста¬
ционарном режиме автоколебаний полный фазовый сдвиг при обходе кольца
ОС равен (или кратен) 2п. Условие баланса фаз позволяет определить
частоту генерируемых колебаний <вг.
Для установления перечисленных общих свойств автогенератора нам не
требовалось уточнять ни тип усилительного элемента, ни вид схемы автоге¬
нератора. Это объясняется тем, что мы ограничились рассмотрением ста¬
ционарного режима автогенератора. Для вы¬
яснения же механизма возникновения коле¬
баний, а также механизма установления ста¬
ционарного режима необходимо исходить из
конкретного электронного прибора и конк¬
ретной схемы автогенератора.
Отметим одно важное требование, предъяв¬
ляемое к автогенератору, предназначенному
для устройств передачи информации: выра¬
батываемое им колебание должно быть стро¬
го монохроматическим (в отсутствие модуля¬
ции). Любое нарушение монохроматичности,
проявляющееся в паразитном изменении
Рис. 9.2. К определению ста¬
ционарной амплитуды автоко¬
лебания
272

амплитуды, частоты или фазы колебания, может служить причиной
возникновения помех в канале радиосвязи. Требование монохроматичности
включает в себя также и требование стабильности частоты автоколебания.
9.2.	ВОЗНИКНОВЕНИЕ КОЛЕБАНИЯ
В АВТОГЕНЕРАТОРЕ
Механизм возникновения и нарастания колебания удобнее всего рас¬
смотреть с помощью схемы лампового автогенератора (рис. 9.3, а).
Допустим, что запуск автогенератора осуществляется включением
в момент t = 0 постоянного напряжения £а0. Бросок анодного тока г'а (0)
(рис. 9.3, б) возбуждает в контуре LK, Ск свободное колебание, параметры
которого определяются параметрами контура, лампы и обратной связи. На
начальном этапе запуска, пока амплитуда колебания мала, представленную
на рис. 9.3, а цепь можно рассматривать как линейную. Составим для этой
цепи дифференциальное уравнение, учитывающее лишь переменные состав¬
ляющие токов и напряжений.
Колебательное напряжение на контуре нак и токи ic, /д, il
(см. рис. 9.3, а) связаны между собой очевидными соотношениями
£« — ic + *д ~г i /.,	(9.4)
/с = Ск^, /д = ^-, iL^~^uaKdt.	(9.5)
В качестве искомой функции выберем, например, напряжение на конту¬
ре «ак- Подставляя (9.5) в уравнение (9.4), получаем
Теперь необходимо ток /а выразить через напряжения, действующие на
электродах лампы. В линейном режиме для этого можно использовать вы¬
ражение вида (5.40)
/а = SwCK ^ак^г-	(9.7)
В рассматриваемой схеме напряжение ыск является напряжением об¬
ратной связи, причем иск — иос — (M/LK) uaay следовательно,
ia — {SM/LK— 1/7?,) мак.	(9.7')
Рис. 9.3. Одноконтурный ламповый автогенератор (а) и режим работы при запуске (б)

Приравнивая правые части уравнений (9.6)и(9.7'), после группировки
слагаемых получаем следующее дифференциальное уравнение:
d2 Мак I 1	1 | 1	SM N duaK ,	1
dt2 ^ Ск [ R ' Rt	LK ) dt "t‘ LKCK
(9.8)
Величина (— SM/LK) в коэффициенте при первой производной имеет
смысл отрицательной проводимости, шунтирующей колебательный контур.
Эта проводимость обусловлена усилителем с положительной обратной
связью.
Вводя обозначение
_1	S/И \
Ri LKJ’
записываеваем (9.8) в виде
d2 waK
dt2
+ 2азк
du ак
dt
+
1
L к Ск
ыак — 0.
(9.9)
(9.8')
Общее решение уравнения (9.8') имеет вид
^ак (О ак (9) & ~Хвк‘ COS (СОсв/-)-60),	(9.10)
где амплитуда UaK (0) и фаза 0О — постоянные величины, зависящие от
начальных условий, а частота свободного колебания
u>CB = ]/" 1/LC—а|к.	(9.П)
Предполагается заведомо колебательный режим, когда
I /Т'к	"Р> Яэк.
Характер изменения амплитуды свободного колебания (9.10) зависит
от знака а8к, т. е. от знака коэффициента при первой производной в урав¬
нении (9.8). Если аэк >. 0, то колебание затухает (рис. 9.4, а), если аэк •< 0, .
то амплитуда колебания растет (рис. 9.4, б).
Учитывая выражение (9.9), приходим к следующему условию возникно¬
вения и нарастания колебания:
или
SAf/L„> l/R+1/Я,.	(9.12)
Выполнение этих неравенств обеспечивает рост амплитуды колебания
при сколь угодно малых начальных значениях амплитуды.
Рис. 9.4. Изменение амплитуды свободного колебания в зависимости от знака затуха
ния
274

Неравенству (9.12) можно придать большую наглядность, если перепи¬
сать его в форме
Учитывая, что отношение M/LK, равное отношению напряжения
иос к напряжению цак, является коэффициентом обратной связи Кос, а так¬
же что 1 AS/?, = D, получаем
/Сос > 1 SR Ь D-	(9.13)
Это неравенство является основным условием самовозбуждения автогене¬
ратора. Оно позволяет легко объяснить влияние основных параметров уси¬
лительного прибора и схемы на возникновение колебаний. Чем больше кру¬
тизна вольт-амперной характеристики 5, тем меньше требуемое значение
Kw, т. е. тем легче возникают автоколебания. Увеличение же параметра
D, отображающего обратную реакцию анодного напряжения на входную
цепь, наоборот, требует увеличения Кос. Очевидно также, что уменьшение
нагрузочного сопротивления требует увеличения обратной связи.
Заметим, что правая часть неравенства (9.13).
1	, р _ l+R/Ri
SR	SR
есть не что иное, как величина, обратная коэффициенту усиления в линейном
режиме [см. (5.37)].
Таким образом, неравенство (9.13) можно записать еще и в такой форме:
/С00>1//Су.	(9.13')
К полученному результату можно также прийти, рассматривая автоге¬
нератор на начальном этапе запуска как линейный усилитель с положитель¬
ной обратной связью. При К0СКУ > 1 такой усилитель является неустой¬
чивой цепью (см. §5.10).
В процессе нарастания амплитуды колебания коэффициент К7 умень¬
шается из-за отрицательного напряжения смещения Uc0 = RrIc0, создавае¬
мого постоянной составляющей тока сетки /с0 на резисторе Rc (см. рис.
9.3,	а). Явления в цепи сетки полностью совпадают с явлениями в однополу-
периодном выпрямителе (см. § 8.8), в котором роль диода играет промежуток
сетка—катод лампы, а нагрузки—цепь RcCc. При постоянной времени
RcCc, намного превышающей период высокочастотного колебания иос (/),
выпрямленное напряжение растет пропорционально амплитуде напряжения
обратной связи иос (t). В результате рабочая точка на характеристике лам¬
пы с ростом амплитуды колебания постепенно смещается влево, что приво¬
дит к отсечке анодного тока и уменьшению крутизны Scp (см. § 8.5).
Стационарный режим автоколебаний наступает, когда неравенство
(9.13') обращается в равенство!
Таким образом, цепь RcCc автоматически обеспечивает изменение на¬
пряжения смещения, благодаря чему удается сочетать благоприятные для
запуска условия (UCK0 — 0) с выгодным энергетическим режимом работы
тенератора (отсечка анодного тока) в стационарном режиме.
Неравенство Кос > 1 /Ку можно рассматривать как условие самовоз¬
буждения автогенератора любого типа. Однако механизм ограничения ампли¬
туды колебания зависит от особенностей усилительного прибора. Так, в тран¬
зисторном автогенераторе с общим эмиттером (рис. 9.5, а) рабочая точка на
вольт-амперной характеристике в момент запуска расположена не в нача¬
ле координат, а при положительном значении U6h0 (рис. 9.5, б). Это не-
275

Рис. 9.5. Одноконтурный транзисторный автоге¬
нератор {а) и режим работы при запуске (б)
обходимо ввиду того, что в транзисторе токи коллектора и базы связаны со¬
отношением ih — и требование достаточно большой крутизны характе¬
ристики (для облегчения условия самовозбуждения) заставляет располагать
рабочую точку на линейном участке характеристики <б (ыбэ). Поэтому на
начальном этапе запуска нарастание амплитуды колебания не сопровож¬
дается увеличением напряжения смещения (отрицательного). Рабочая точка
сдвигается влево лишь при заходе амплитуды колебания на нижний сгиб
характеристики, когда проявляется эффект выпрямления напряжения
иос (t) в цепи база—эмиттер.
В схеме на рис. 9.5, а в отличие от схемы на рис. 9.3, а показан независи¬
мый источник постоянного напряжения Е00, включенный последовательно
с цепью R6, Сб автоматического смещения.
В транзисторных автогенераторах напряжения Еб0 и Ек0 обычно пода¬
ют от общего источника.
9.3.	СТАЦИОНАРНЫЙ РЕЖИМ АВТОГЕНЕРАТОРА
Выяснив условия возникновения колебаний, определим амплитуду и
частоту автоколебания в стационарном режиме. Для определения амплитуды
можно воспользоваться соотношением (9.2), пригодным для любого автогене¬
ратора. Неравенство (9.13) обращается в равенство (9.2) только при умень¬
шении средней крутизны Scp до значения, отвечающего условию
Кос = l/SepR+D или Sev~ l (K0C-D)R.	(9.14)
Так как SCp зависит от амплитуды колебания, второе равенство
(9.14)	позволяет найти стационарную амплитуду. Более наглядно определе¬
ние стационарной амплитуды, основанное на методе колебательной характе¬
ристики /кнт (£вх), где /Кнт — амплитуда тока в колебательном контуре
усилителя, получающегося из автогенератора при устранении обратной свя¬
зи.
Задавая на входе усилителя амплитуду £вх высокочастотного колебания
с частотой со — сор = 1/j/LKCK, находят (расчетом или экспериментально)
амплитуду тока в контуре /Кнт. Типичный вид колебательной характери¬
276

стики показан на рис. 9.6 (кривая I). При малых амплитудах EBxiэта харак¬
теристика линейна, так как рабочая точка по условию расположена на ли¬
нейном участке вольт-амперной характеристики. Ограничение колебатель¬
ной характеристики усилителя при больших амплитудах Еъх обусловлено
ростом напряжения смещения (при использовании цепи автоматического
смещения, см. предыдущий параграф).
Для определения амплитуды тока, которая установилась бы в автоге¬
нераторе (после введения обратной связи), необходимо найти зависимость
между /Кнт и напряжением Uoc. Так как Uoc = /Кнт Хсв, где Хсв — со¬
противление связи, то /кнт = U0C/XCB. Эта зависимость, определяемая ли¬
нейной цепью автогенератора, показана на рис. 9.6 в виде линии П, накло¬
ненной к оси абцисс под углом у = arctg (1/хсв). Эта линия называется л и-
ниейобратнойсвязи.
Ордината точки пересечения линий I и II определяет стационарную ам¬
плитуду тока /ннг ст, а абсцисса — стационарную амплитуду напряжения
Uoc ст. Действительно, в точке пересечения значение тока /Кнт в контуре
усилительного прибора (линия I) как раз совпадает со значением тока (ли¬
ния II), необходимым для создания исходного напряжения Uoc.
С увеличением связи наклон линии II уменьшается и стационарная ам¬
плитуда тока растет. При очень сильной обратной связи /Кнт ст может даже
уменьшиться из-за спада колебательной характеристики усилителя, связан¬
ного с заходом в область насыщения вольт-амперной характеристики усили¬
тельного прибора. Такой режим получается при связи, соответствующей ли¬
нии ОА (см. рис. 9.6).
Нетрудно показать, что точка С пересечения линий I и II является
устойчивой. Это означает, что при случайных отклонениях амплитуды тока
от стационарного значения автогенератор возвращается в исходное состояние.
Это свойство автогенератора поясняется рис. 9.7. Допустим, что амплитуда
тока в контуре увеличивалась на А/. Это вызовет увеличение напряжения
обратной связи на A Uoc. Но при напряжении на входе Uoc ст + AUoc уси¬
лительный прибор способен поддерживать в контуре лишь ток /кНХ, меньший
тока /Кнт ст + А/. Следовательно, ток в контуре не может удержаться на
уровне 7кнтст + А^ и должен убывать, т. е. возвращаться к исходному зна¬
чению /кнт ст. То же будет и при случайном уменьшении тока в контуре.
Определим частоту автоколебаний. В первом приближении эта частота
совпадает с резонансной частотой контура LKCK, шунтированного внутрен¬
ним сопротивлением электронного прибора и резистором R. При ли¬
нейном рассмотрении (на начальном этапе нарастания амплитуды) влия¬
ние указанных факторов учитывалось параметром аэк, входящим в фор¬
мулу (9.11).
Рис. 9.6. Колебательная характеристика
нелинейного усилителя с автоматиче¬
ским смещением
Рис. 9.7. К доказательству устойчиво¬
сти Стационарного режима автогенера¬
тора
277

В стационарном режиме, когда внутреннее сопротивление электронно¬
го прибора RI, приведенное к току первой гармоники, зависит от угла от¬
сечки (см. § 8.4), частота генерации несколько отличается от <вр. Эту по¬
правку к частоте приходится учитывать при оценке нестабильности частоты,
обусловленной влиянием непостоянства режима работы усилительного при¬
бора. Однако при выполнении расчетов частоту автоколебаний обычно счи¬
тают совпадающей с резонансной частотой колебательного контура.
Имеются, однако, еще и другие факторы, которые влияют на частоту
генератора существеннее, чем R}. Для выявления этих факторов рассмотрим
фазовые соотношения в замкнутом кольце обратной связи автогенератора.
Сумма всех фазовых сдвигов в кольце должна равняться п2л, где п — целое
число [см. (9.3)].
Для простого одноконтурного автогенератора это условие можно запи¬
сать в форме
Фу + Фос = 2я,	(9.15)
где фу — аргумент комплексного коэффициента усиления Ку; фос — ар¬
гумент комплексного коэффициента обратной связи Кос.
Исходя из уравнения для коэффициента усиления
Ку ~--Scp ZaKp (ico),	(9.16)
где Scp — в общем случае комплексная крутизна, получаем для фу сле¬
дующее выражейие:
•	фу^фЭ + Фг + П.	.	(9.17)
Здесь ф5 — аргумент Scp; срг — аргумент сопротивления параллельного ко¬
лебательного контура. Слагаемое я учитывает знак минус в правой части
(9.16).	.	.
Итак, уравнение баланса фаз (9.16) для одноконтурного генератора при¬
нимает вид
фэ + фг + фос + п —■2я.	(9.18)
или
Фэ + фг + Фос = ;п:-	(9.19)
Из условия (9.19) следует, что все факторы,' влияющие на фазовые сдви¬
ги в отдельных звеньях автогенератора, влияют и на частоту генерируемых
колебаний. Так, включение фазос двигающей цепи в четырехполюсник обрат¬
ной связи сдвигает частоту генерации относительно резонансной частоты ко¬
лебательной цепи автогенератора. Работа подобного автогенератора, в ко¬
тором в качестве фазосдвигающего ус тройства используется линия задержки,
рассматривается в §9.10.
В практике часто приходится считаться с влиянием и угла ф8 на часто¬
ту автоколебаний. Во всех предыдущих параграфах данной главы, а также
гл. 8 средняя крутизна характеристики усилительного прибора считалась
действительной величиной (cps = 0). Между тем следует отметить по крайней
мере два фактора, придающих средней крутизне комплексный характер:
неполное отфильтровывание высших гармоник импульсного тока, инерция
электронов.
Механизм влияния токов высших гармоник на частоту генерации за¬
ключается в следующем. При прохождении через колебательную цепь эти
токи создают некоторое, хотя и очень малое, падение напряжения,благодаря
чему результирущее напряжение на колебательном контуре, а следователь¬
но, и на выходе цепи обратной связи становится негармоническим. Это при¬
водит к тому, что положительная полуволна возбуждающего напряжения,
278

определяющая форму импульса тока, деформируется, становясь несимметрич¬
ной относительно своего максимального значения. Асимметрия объясняет¬
ся тем, что для высших гармоник тока колебательная цепь представляет собой
почти чисто реактивное, а для первой гармоники — активное сопротивления;
добавочные напряжения от высших гармоник имеют начальную фазу 90°
(при нулевой начальной фазе напряжения от первой гармоники).
Асимметрия импульса электронного тока, в свою очередь, приводит к
некоторому сдвигу фазы первой гармоники тока относительно первой гар¬
моники возбуждающего напряжения. В результате отношение 1г к Еъ т. е.
средняя крутизна Scp, становится комплексной величиной. Ясно, что чем
выше добротность колебательной цепи, тем ближе напряжения к гармониче¬
ским и тем слабее влияние высших гармоник на частоту генерации.
В автогенераторах с обычными колебательными контурами относитель¬
ная поправка к частоте, обусловленная влиянием высших гармоник, поряд¬
ка 10-4—ю-Б.
Инерция электронов существенно влияет только в автогенераторах,
работающих на очень высоких частотах, когда время пролета электроном
междуэлектродных промежутков оказывается соизмеримым с периодом коле¬
бания. В результате получается значительный фазовый сдвиг между первой
гармоникой тока и напряжением на входе электронного прибора, который
следует учитывать при построении цепи обратной связи.
9.4.	МЯГКИЙ И ЖЕСТКИЙ РЕЖИМЫ
САМОВОЗБУЖДЕНИЯ
Вернемся к рис. 9.6 и выясним поведение автогенератора при изменении
коэффициента обратной связи. При ослаблении связи наклон линии II ра¬
стет, и при накотором критическом значении Кос, обращающем неравенство
(9.13) в равенство возникновение колебаний невозможно. Линия связи, соот¬
ветствующая критической обратной связи, занимает положение ОБ.
Если в автогенераторе с индуктивной обратной связью и колебательной
характеристикой, показанной на рис. 9.6, плавно увеличивать М, то начиная
с критического значения Мкр амплитуда стационарного колебания будет
плавно возрастать, как показано на рис. 9.8. Такой режим самовозбуждения
называется мягким. Из сказанного следует, что для получения мягкого
режима необходимо, чтобы колебательная характеристика выходила из ну¬
левой точки и имела достаточно большой наклон в области малых амплитуд.
Все эти требования выполняются при использовании автоматического смеще¬
ния.
При использовании принудительного (внешнего) смещения колебатель¬
ная характеристика принимает вид, показанный на рис. 9.9. Для возникнове-
Рис. 9,8. Зависимость
стационарной амплитуды
от обратной связи при
мягком режиме
Рис. 9.9. Колебательная
характеристика, соот¬
ветствующая жесткому
режиму
Рис. 9.10. Зависимость
стационарной амплитуды
от обратной связи при
жестком режиме
279

ния колебаний в данном случае требуется
очень сильная обратная связь (линия О А,
взаимоиндукция Мл). После того как ко¬
лебания установились, связь можно осла¬
бить до значения М2, при котором линия
связи занимает положение ОВ. При даль¬
нейшем ослаблении связи колебания сры¬
ваются. Для восстановления колебаний М
нужно увеличить до значения /И1( соот¬
ветствующего линии связи ОА. Такой
режим самовозбуждения называется ж е-
с т к и м.
Зависимость стационарной амплитуды /кнтст от М при жестком режи¬
ме показана на рис. 9.10, причем стрелками обозначено направление измене¬
ния М.
Если принудительное напряжение смещения настолько велико, что ко¬
лебательная характеристика начинается не с нуля (рис. 9.11), то никакое
увеличение обратной связи не способно вызвать автоколебания. Если же
вызвать колебания с помощью внешнего воздействия, то при достаточно
сильной обратной связи колебания могут существовать и после прекращения
воздействия. Из двух точек пересечения линий I и II точка С является устой¬
чивой, а точка D — неустойчивой (имеется в виду динамическая устойчи¬
вость, т. е. устойчивость генерации). Это означает, что при небольших слу¬
чайных отклонениях амплитуды тока в контуре около точки С система воз¬
вращается в исходное состояние, сколь же угодно малое отклонение ампли¬
туды в районе точки D прогрессивно возрастает и переводит амплитуду /кнт
либо в устойчивую точку С, либо в точку 0 (соответствующую статической
устойчивости). Доказательство неустойчивости точки D аналогично доказа¬
тельству устойчивости точки С, приведенному в предыдущем параграфе.
Рис. 9.11. К вопросу об устойчи¬
вости генерации при жестком ре¬
жиме
9.5.	ПРИМЕРЫ СХЕМ АВТОГЕНЕРАТОРОВ
На рис. 9.12—9.14 представлены три разновидности схем одноконтур¬
ных автогенераторов, различающихся лишь цепями обратной связи. Схема
с индуктивной (трансформаторной) обратной связью (рис. 9.12) уже рассма¬
тривалась в § 9.2 (см. рис. 9.3, а). Схему с кондуктивной (автотрансфюрматор-
ной) обратной связью (рис. 9.13) и схему с емкостной обратной связью
(рис. 9.14) часто называют трехточечными: усилительный прибор подклю¬
чается к трем точкам контура к, э и б.
В схемах на рис. 9.12 и 9.13 емкости Сбл блокировочных конденсаторов
обычно настолько велики, что по высокой частоте точку э практически можно
считать соединенной с эмиттером накоротко. Так как эмиттеры заземлены, то
точки э являются точками нулевого потенциала.
Избирательный четырехполюсник и четырехполюсник обратной связи,
показанные на рис. 9.1, в рассматриваемых простейших генераторах совмеще¬
ны в одном колебательном контуре. Входными зажимами этого четырехпо¬
люсника являются точки к и э, к которым подключены коллектор и эмиттер
а выходными — точки б и э подключения базы и эмиттера. Таким образом,
показанные на рис. 9.12—9.14 схемы можно заменить одной схемой (рис. 9.15).
Источники энергии на этой схеме не показаны.
В рассматриваемых простейших схемах частота генерации близка к ре¬
зонансной частоте контура. На этой частоте падение напряжения на контуре
UK3 совпадает (или почти совпадает) по фазе с током 1к1, а последний — с на¬
пряжением ибэ. Замечаем, что напряжение UK9 направлено, как и ток 1к1
280

Рис. 9.12. Автогенератор
с трансформаторной об¬
ратной связью
Рис. 9.13. Автогенератор	Рис. 9.14. Автогенератор
с автотрансформатор:	с емкостной обратной
ной обратной связью	связью
во внешней цепи, от эмиттера к коллектору. Если напряжение на выходе
четырехполюсника обратной связи будет в фазе с икэ, то оно окажется в про¬
тивофазе с исходным напряжением 11бэ. Из этого следует, что аргумент ко¬
эффициента обратной связи Кос (гсо)> т- е- фазовый сдвиг в четырехполюсни¬
ке обратной связи, должен быть близок к 180°. К этому результату можно
также прийти с помощью следующих рассуждений: одноконтурный резо¬
нансный усилитель поворачивает фазу усиливаемого колебания на 180°,
следовательно, для поддержания автоколебания напряжение, подаваемое по
цепи обратной связи с выхода на вход, должно получить дополнительный
сдвиг на 180°. Нетрудно проследить, как обеспечивается это требование
в схемах на рис. 9.12 и 9.13: в схеме с трансформаторной обратной связью
(см. рис. 9.12) сдвиг фазы на 180° получается при правильном подключении
катушки L6 к зажимам база—эмиттер. Модуль коэффициента обратной
связи
В автотрансформаторной схеме (см. рис. 9.13) требуемая фазировка до¬
стигается съемом напряжения обратной связи с катушки индуктивности Ебэ,
входящей в емкостную ветвь контура. При резонансе токи в индуктивной и
емкостной ветвях контура равны по амплитуде и противоположны по на¬
правлению. Следовательно, индуктивности LK3 и Ьбэ обтекаются одним и
тем же контурным током и образуют делитель напряжений. По отношению
к эмиттеру, подключенному к промежуточной точке контура, напряжения,
снимаемые с катушек Ькэ и Ьбэ, находятся в противофазе.
Модуль коэффициента обратной связи
Кос — M/LK.
(9.20)
Резонансная частота колебательного
контура в автогенераторе с кондуктивной
трехточечной схемой
Наконец, для схемы с емкостной об¬
ратной связью (см. рис. 9.14)
Рис. 9.15. Схема замещения
одноконтурного автогенера¬
тора
(9.23)
281

а резонансная
тура
частота кон-
со,
, = 1 lVL^Cb
(9.24)
где
Сэ.< — Скэ Сг>
Рис. 9.16. Автогенератор иа транзисторе с об¬
щей базой
бэ/(Скэ + £бэ)-
(9.25)
При рассмотрении всех
перечисленных схем не учи¬
тывались паразитные пара¬
метры—межэлектронные ем¬
кости, индуктивности вво¬
дов, фазовый сдвиг коллек¬
торного тока из-за влияния инерции электронов и т. д. Поэтому ко¬
эффициент обратной связи в одноконтурных автогенераторах оказался не¬
зависимым от частоты. Этот вывод справедлив при относительно невысоких
частотах. С повышением рабочей частоты схема замещения автогенератора
усложняется и коэффициент обратной связи должен рассматриваться
с учетом перечисленных факторов. Частотная зависимость Кос ((со) особенно
сильно выражена для транзисторных автогенераторов, работающих на ча¬
стотах, близких к граничной частоте транзистора. Аргумент cps комплексной
крутизны Scp (см. § 8.3) достигает в этих генераторах 90° и более. Аргу¬
мент ср0С цепи обратной связи отличается при этом от 180°.
На высоких частотах большое распространение получили транзисторные
автогенераторы, работающие по схеме с ОБ и обладающие конструктивными
преимуществами по сравнению со схемой с ОЭ. Типичная схема гетеродинов
радиоприемников представлена на рис. 9.16. Резистор Ra0 автосмещения
включен в цепь эмиттера.
9.6.	НЕЛИНЕЙНОЕ УРАВНЕНИЕ
АВТОГЕНЕРАТОРА
В предыдущих параграфах данной главы изучались условия возникнове¬
ния колебаний и определялась устойчивость стационарного режима автогене¬
ратора. Необходимо рассмотреть весь процесс установления автоколебаний:
от включения до установления стационарного режима. Это важно для ряда
приложений, когда приходится иметь дело сформированием коротких радио¬
импульсов (например, в импульсных радиосистемах). Для полного описания
работы автогенератора, охватывающего все стадии процесса установления,
необходимо отказаться от условия малости амплитуд, лежащего в основе
линейного дифференциального уравнения (9.8').
Использованное при составлении этого уравнения линейное соотноше¬
ние (9.7), которое можно привести к виду
(а = 5 (иск DuaK),	(9.26)
необходимо заменить нелинейной функцией
(а = Ф(«ск-Оаак),	(9.27)
определяющей ток (а при любых значениях иск и мак.
Запишем аргумент нелинейной функции ф в форме
wCk Г)иак = (иск/ыак D) иак — (Кос D) Иак — Аос (^ак)>	(9.28)
где Koc = Koc—D.
282

(9.29)
Тогда
ia = Ф (Ыск— «ак) = Ф (Кос Мак).
Подстановка (9.5) и (9.29) в (9.4) приводит к уравнению
с -1Г+Т “ак+Тс I “ак Л:=* (К™ “«к).
Дифференцируя (9.30) по f, получаем
d2 иак I 1 ^мак I . Ч_ #1	— ^ ^Ф (/(ос иак)
+ dt +LCU*K~C	It—
или
(9.30)
(9.31)
(9.32)
Как и следовало ожидать, получилось нелинейное уравнение. Даль¬
нейший путь заключается в подстановке в уравнение (9.32) какой-либо под¬
ходящей аппроксимации функции ф (КосЧак).
Наиболее удобной является аппроксимация с помощью степенного по¬
линома. Чтобы не слишком усложнять задачу, обычно исходят из неполно¬
го полинома третьей степени [см. (8.13)]
ta — Ф (Кос Мак) — Mj Кос Ман Ч" М3 (Кос Мак)3 — Mi Кос Мак
| М3 | (Кос Мак)8.	(9.33)
Входящее в выражение (8.13) слагаемое i (U0) опущено, так как оно не
влияет на поведение функции иак. Знак минус перед кубическим членом
взят в соответствии с формулой (8.14).
Аппроксимация (9.33) пригодна при фиксированном положении рабочей
точки на вольт-амперной характеристике (в точке перегиба, см. рис. 8.5).
Следовательно, при этом не учитывается изменение напряжения смещения
Uо в процессе нарастания амплитуды колебания (при автоматическом смеще¬
нии). Тем не менее, как показывает опыт, аппроксимация (9.33) все же по¬
зволяет выявить основные черты процесса установления колебаний в гене¬
раторе, работающем в мягком режиме.
Подставляя (9.33) в (8.32), получаем
d* 2 иак
dt2
+ ~dT [т (т ~1<ос Gl) “ак+1а» \ Koi ui
Ч	Нак = 0.
LC ак
или
d2 мак
dt, -(21аэ„\-уэкм!к)-^-Ч-со§нак = 0,
(9.34)
где использованы обозначения
2a3„ = (l/K-KocMi)/C; уэк = 31м3\ Kol/C; ©§ = 1 /LC.	(9.35)
Заметим, что в самовозбуждающемся генераторе аэк<;0 (см. §9.2).
Разделив (9.34) на со§ и введя малый параметр
е = 2 |аэк |/<в0,	(9.36)
получим
1 d2 °ак  (1
to? dt2	V
Уэк ..s')	^ duaK
21 «эк I 8Кj «о dt
Ыак — 0-
283

Переходя, наконец, к безразмерному времени т= со0^ и к безразмерному
напряжению
« ~ «ак ~VУэк/2 | авк Ь	(9-37)
получаем уравнение, известное под названием уравнения Ван дер Поля:
■——е(1—«2) -^- + « = 0.	(9.38)
dx2	ат
При малых напряжениях, когда ы2 С 1, уравнение (9.38) переходит
в линейное уравнение, совпадающее с (9.8'). С увеличением напряжения
и все сильнее проявляется нелинейность устройства, обусловленная величи¬
ной ы2.
Методов, позволяющих получить точное решение нелинейного уравнения
(9.38), не существует. Имеется, однако, возможность получения очень про¬
стого приближенного решения, обеспечивающего вполне достаточную для
практики точность при использовании высокодобротного колебательного
контура. Известно, что для существенного изменения амплитуды и, следова¬
тельно, запасенной в таком контуре энергии требуется время, измеряемое
значительным числом периодов колебания. Поэтому можно исходить из до¬
пущения о медленном изменении амплитуды при запуске генератора. Это дает
основание отыскивать решение нелинейного уравнения (9.38) в форме высоко¬
частотного колебания
и (т) = U (т) cos т.	(9.39)
Итак, для отыскания приближенного решения уравнения (9.38) остает¬
ся найти только функцию U (т), т. е. огибающую амплитуд колебания. Ча¬
стота колебания просто приравнивается оо0 = 1 /]^ЬС, а начальная фаза,
которая в решении (9.39) опущена, может быть принята любой в зависимости
от начальных условий запуска генератора1.
После подстановки (9.39) в (9.38) делается ряд упрощений, основанных
на отбрасывании слагаемых высших порядков малости. Во-первых, условие
медленности функции U (t) позволяет пренебречь второй производной этой
функции. Во-вторых, высокая избирательность контура позволяет прене¬
бречь слагаемыми вида cos Зт = cos Зсо0^, получающимися при возведении
в куб cos т. В результате имеем следующее уравнение для квадрата огибаю¬
щей U (т):
Стационарная амплитуда UCT определяется сразу, достаточно прирав¬
нять нулю производную от U2. Таким образом,
t/cV4=0,	(9.41)
откуда UcT — 2.
Решив уравнение (9.40) и совершив переход от т и и к первоначальным
переменным t и «ак, придем к окончательному выражению для мгновенного
значения напряжения:
«ак (0 =	. ^акст 	 COS К t + 0О),	(9.42)
V Н-(^кст/^к«»-1)е 2Ы
1 В действительности фаза, а следовательно, и частота колебания в процессе уста¬
новления являются функцией времени. Для определения поправки к частоте необхо¬
димо находить второе или даже более высокие приближения.
284

Рис. 9.17. Процесс установления коле¬
бания в автогенераторе
Рис. 9.18. Нарастание огибающей авто¬
колебания при различных начальных ус¬
ловиях
где Uак (0) и 0О — начальные амплитуда и фаза напряжения на контуре,
зависящие от условий запуска автогенератора.
Как правило, Uак cJUaK (0)	1. Поэтому при малых значениях 2ЭК |а|
знаменатель
1/11 ( °*КСТ	» , ^акст_е-|а6К|<
V V у2к (°)	/	^ак (0)
и выражение (9.42) принимает вид
«ак (0 «	(0) е!“эк1' cos (со„ t + 0О),	(9.43)
совпадающий с видом выражения (9.10), выведенного для линейного режима
(при малых амплитудах).
При t-*■ оо (стационарный режим) выражение (9.42) переходит в
Uax(t)=:UaKCTCOS(G>0t + %).	(9-44)
Ограничение амплитуд, обусловленное введением кубического члена в
аппроксимацию вольт-амперной характеристики (9.33), иллюстрируется
рис. 9.17.
Характер изменения огибающей UaK(t)/UaKcT при нескольких зна¬
чениях параметра п = UaKcT/UaK (0) показан на рис. 9.18.
Из выражения (9.42) и рис. 9.18 видно, что время установления стацио¬
нарной амплитуды существенно зависит от начальной амплитуды, т. е. от
начальных условий запуска. Это имеет важное значение для генераторов,
работающих в импульсном режиме.	s
В заключение отметим, что для удовлетворительного описания процес¬
са установления колебаний при жестком режиме самовозбуждения требует¬
ся использование полинома (8.8) с учетом по крайней мере еще и пятой сте¬
пени.
9.7.	МЕТОД ФАЗОВОЙ ПЛОСКОСТИ
Под фазовой плоскостью подразумевается плоскость, каждая точка ко¬
торой однозначно определяет состояние (фазу) системы. Так как плоскость
обладает двумя измерениями, то ясно, что метод фазовой плоскости приме¬
ним к анализу систем, описываемых дифференциальным уравнением второго
порядка. Состояние механической системы полностью определяется заданием
/
285

координаты (перемещение) и скорости движения. Для электрической систе¬
мы должны быть заданы две аналогичные переменные, например заряд ем¬
кости (или напряжение) и ток. Основным достоинством метода фазовой
плоскости является пригодность его для анализа как линейных, так и нели¬
нейных систем. Некоторые важные свойства нелинейных систем, которые
невозможно или затруднительно исследовать аналитически, поддаются ис¬
толкованию и качественному исследованию с помощью графоаналитического
построения на фазовой плоскости.
Суть этого метода проще всего объяснить на примере линейной систе¬
мы (обычного колебательного контура), описываемой уравнением
х + 2ах + (£>1x^0,	(9.45)
в которой под х можно подразумевать, например, заряд конденсатора.
Уравнение (9.45) может быть записано в виде системы двух уравнений
первого порядка
х--~ —У, х = -^- = — (2ocy + cojU).	(9.46)
dt	dt
Таким образом, если х — заряд то у — ток в контуре.
Разделив второе из этих уравнений на первое, получим уравнение не
содержащее в явной форме время t:
dy _	(9 47)
dx	у
Входящие в уравнение (9.47) две переменные х и у — х можно рассмат¬
ривать как координаты изображающей (или представляющей) точки на плос¬
кости х, у. Тогда уравнение (9.47) является дифференциальным уравнением
движения изображающей точки на фазовой плоскости х, у. Если найти ре¬
шение уравнения (9.47) у =* / (х, А), где А — произвольная постоянная, оп¬
ределяемая начальными условиями х0, у0, то получим семейство кривых, яв¬
ляющихся интегральными по отношению к исходному уравнению (9.45).
Функцию у — f (х, А) иногда называют первым интегралом уравнения (9.45),
так как у — х.
На фазовой плоскости решение у — / (х, А) образует семейство фазо¬
вых траекторий изображающей точки, соответствующих различным
фиксированным значениям А, т. е. различным начальным условиям х0,
у0. Так как при заданных начальных условиях уравнение (9.45), и соответ¬
ственно (9.47) имеют единственное решение, то каждой паре координат х,
у отвечает одна, и только одна, интегральная кривая. Иными словами, вся
фазовая плоскость покрыта семейством непересекающихся интегральных
кривых (фазовых траекторий). Исключение из этого правила составляют
точки, соответствующие состоянию равновесия системы — устойчивого или
неустойчивого. В случае линейного уравнения фазовая траектория легко
определяется с помощью уравнения типа (9.47). В более сложном случае
нелинейного уравнения это построение выполняется с помощью метода
изоклин. Термин «изоклина» эквивалентен понятию «кривая равного
наклона». Изоклина представляет собой геометрическое место точек фазовой
плоскости, в которых фазовые траектории имеют касательные с заданным
(фиксированным) угловым коэффициентом k.
В частности, в уравнении (9.47) левая часть есть угловой коэффициент
k.	Приравнивая эту часть заданному значению k, получаем
£ = —(2а у + <йох)/у,
286

откуда приходим к следующему уравнению изоклин:
Ш«
2а -\-k
X.
(9.48)
При постоянных значениях k это уравнение определяет пучок прямых,
проходящих через начало координат.
Можно отметить следующие свойства фазовых траекторий:
а)	в верхней полуплоскости (у > 0) изображающая точка движется толь¬
ко вправо, а в нижней — только влево. Действительно, поскольку у =dxldt,
а время t только возрастает, то положительность у означает возрастание и
абсциссы х. Соответственно, если у < 0 (нижняя полуплоскость), то измене¬
ние х должно быть отрицательным, т. е. изображающая точка движется
влево (рис. 9.19):
б)	интегральные кривые пересекают ось абсцисс (у — 0) только под
прямым углом. Действительно, из уравнения (9.47), представляющего собой
уравнение углового коэффициента касательной к интегральной кривой в
точке х, у, следует, что при у = 0
—— = + °о ( + оо при х<0 и —оо при х>»0).
dx
Основываясь на указанных свойствах фазовых траекторий, можно по¬
строить фазовые портреты системы, описываемой уравнением (9.45), при
различных соотношениях между а и со0.
Предварительно полезно выяснить, нет ли среди семейства изоклин,
определяемых выражением (9.48), такой прямой, которая является одновре¬
менно и интегральной кривой исходного уравнения (9.45), Такая прямая
(если она имеется) должна удовлетворять уравнению (9.48) и, кроме того,
условию у = kx + С. Отбрасывая постоянную С, приходим к двум условиям
У =
Юр
2a-f-£
х и у = kx,
из которых вытекает равенство k = —ыУ(2а + k) и формула
&1,2— —a ± У а?—«о-
(9.49)
Но k не может быть комплексной или мнимой величиной. Следова¬
тельно, искомая изоклина существует только при a > <d0, т. е. в случае
апериодического контура; при этом в пучке изоклин, определяемых выраже¬
нием (9.48), имеются две интегральные кривые (рис. 9.20):
у = k,x — прямая С, у = k.2x — прямая D.
Кроме того, известна изоклина горизонтальных касательных, соответ¬
ствующая k — 0 [см. (9.48).
у——х—прямая А на рис. 9.20.	(9.50)
Эти прямые, образующие «каркас» фазового портрета, в сочетании
с условиями непересекаемости фазовых траекторий полностью определя¬
ют структуру фазового портрета, изображенного на рис. 9.20. Главной осо¬
бенностью этого портрета является то, что при любых начальных условиях
изображающая точка движется к началу координат. Таким образом, в рас¬
сматриваемом случае (a/co0> 1) точка х = 0, у — 0 является точкой устой¬
чивого равновесия системы. Эта точка называется особой точкой типа
устойчивого узла.
Обратимся к случаю 0 < а/а0 С 1 (колебательная система с затуха¬
нием).
287

В соответствии с условием (9.49) изоклины С и D отсутствуют. Каркас
фазового портрета определяется только прямой А и условием пересечения
оси х под прямыми углами. При а/со0 > О угловой коэффициент этой прямой
в соответствии с уравнением (9.50) отрицателен. Соответствующий этому слу¬
чаю фазовый портрет, представляющий собой скручивающуюся к началу ко¬
ординат спираль, изображен на рис. 9.21. Из любого начального положения
изображающая точка с течением времени приближается к началу координат,
являющемуся точкой устойчивого равновесия. Эта точка называется особой
точкой типа устойчивого фокуса.
Рассмотрим случай —1 < а/со0 с 0 (колебательная система с инкремен¬
том). Фазовый портрет отличается от показанного на рис. 9.21 лишь тем, что
спираль раскручивается и изображающая точка удаляется от начала коор¬
динат. Точка х — 0, у — 0 является особой точкой типа неустойчи-
вогофокуса.
Применительно к рассматриваемому в следующем параграфе фазовому
портрету автогенератора особый интерес приобретает случай а = 0, когда
уравнение (9.45) вырождается в уравнение гармонического колебания
x-f(o§x = 0,	(9.51)
решение которого, как известно, имеет вид
x = Q sin((o0^ + cp), у = л; = ш0 Q cos (ш0 г" + ср).	(9.52)
Здесь Q — амплитуда заряда конденсатора контура.
Уравнение фазовой траектории (9.47) при а =* 0
dy _ __ю2
dx	у
— уравнение с разделяющимися переменными, которое легко интегрирует¬
ся:
ydy + tojj xdx = 0, у2®о хг ~ cosnt = С.	(9.53)
Подставляя вместо х и у выражения (9.52), получаем
cog Q3 cos2 (ш0 t -f ср) +	Qs sin3 (со0 t -f cp) = cog Q2 = C.
Разделив обе части уравнения (9.54) на С, придем к выражению
p2/co§ Q2 4- x2/Q2 = 1,	(9.54)
представляющему собой уравнение эллипса с горизонтальной полуосью Q
и вертикальной полуосью co0Q (рис. 9.22).
Рис. 9.19. К построению фазового порт¬
рета по методу изоклин
Рис. 9.20. Фазовый портрет апериодиче
ской системы при a/m0> 1
288

Рис. 9.21. Фазовый портрет системы с
затуханием при 0<а/о>0< 1
Рис. 9.22. Фазовый портрет системы,
описываемой уравнением (9.54) при
а = 0
Итак, при а = 0 фазовые траектории представляют собой семейство
эллипсов с общим центром в начале координат, причем размеры осей эллипса
определяются амплитудой гармонического колебания, т. е. в конечном счете
энергией, запасенной в системе. Эта энергия может быть выражена в виде
0,5CQ2 (максимальная энергия в емкости) или в виде (L/2) (co0Q)2 (в индуктив¬
ности). Так как потери отсутствуют, то запас энергии остается неизменным
(«консервативная» система) и каждому значению запаса энергии соответст¬
вует свой эллипс.
9.8.	ФАЗОВЫЕ ПОРТРЕТЫ АВТОГЕНЕРАТОРА
Итак, гармоническому движению системы соответствует замкнутая фа¬
зовая траектория на фазовой плоскости (эллипс). В более общем случае
сложного периодического движения (не обязательно гармонического) фазо¬
вая траектория может иметь сложную форму, но она обязательно является
замкнутой.
Автоколебательной системе с устойчивым стационарным состоянием на
фазовой плоскости соответствует замкнутая кривая, к которой приближаются
соседние фазовые траектории. Для выявления формы этой замкнутой
интегральной кривой, а также характера этого приближения рассмотрим на
фазовой плоскости всю картину установления автоколебаний, от запуска
генератора до установления стационарного состояния.
В начале процесса система является линейной и описывается уравнением
(9.8'), совпадающим с уравнением (9.45). Для удобства вместо (9.9') будем
исходить из уравнения
d2 a	du
		 —е —
dx2	dx
и — О,
(9.55)
получающегося из нелинейного уравнения (9.38) при замене нак на и и
пренебрежении величиной и2 по сравнению с единицей. Напомним, что в этом
уравнении е = 2сгэк/а>о. а т = со0t.
Так как при выполнении условия самовозбуждения е положительно [см.
(9.36)1, соответствующая начальному этапу фазовая траектория имеет вид
раскручивающейся логарифмической спирали (особая точка типа неустойчи¬
вого фокуса).
Когда с ростом амплитуды колебаний начинает проявляться нелиней¬
ность системы, увеличение радиуса спирали замедляется и в пределе (теоре¬
тически при t -v оо) фазовая траектория превращается в окружность с ради¬
усом Uc,c, равным стационарной амплитуде колебания.
10 Зак. 1326
289

Если начальное положение изображаю¬
щей точки задать вне окружности радиуса £/ст
(точка В на рис. 9.23), то движение изобра¬
жающей точки будет происходить по скручи¬
вающейся спирали (так как при U > UCT е
отрицательно) до перехода на окружность
радиуса £/ст.
В силу устойчивости стационарного со¬
стояния автогенератора (в данном случае с
мягким самовозбуждением) при любых на¬
чальных условиях изображающая точка пе¬
реходит на окружность радиуса U^.
Изолированная замкнутая кривая на
фазовой плоскости, к которой с возрастанием
t приближаются (по спирали) с внутренней и
внешней стороны соседние фазовые траекто¬
рии, называется предельным цик¬
лом. Устойчивость предельного цикла носит название орбитной
или орбитальной устойчивости.
Легко представить себе, что в случае автогенератора с жестким режимом
самовозбуждения к предельному циклу будут стягиваться только фазовые
траектории, радиус которых больше некоторого критического значения,
соответствующего амплитуде в точке D на рис. 9.11. Если начальные условия
запуска автогенератора таковы, что начальная амплитуда меньше этого зна¬
чения i/mln, то изображающая точка на фазовой плоскости будет двигаться
по скручивающейся спирали, постепенно приближаясь к началу коорди¬
нат, являющемуся в данном случае точкой устойчивого фокуса (рис. 9.24).
Допустим, что после установления стационарного режима в колебатель¬
ный контур автогенератора каким-либо образом была введена дополнитель¬
ней энергия, в результате чего амплитуда и фаза колебания получили мгно¬
венные приращения: первая на величину ДU, а вторая на угол ф0. Отклонение
изображающей точки от предельного цикла, соответствующее этому возмуще¬
нию, выразится в переходе на спираль с радиусом 1/ет + ДU и в изме¬
нение фазы колебания на (р0 (рис. 9.25).
Через некоторое время изображающая точка перейдет по скручиваю¬
щейся спирали (штриховая линия на рис. 9.25) на предельный цикл, соот¬
ветствующий стационарной амплитуде. Фазовый же сдвиг q>„ не компенси¬
руется, так как в автогенераторе отсутствуют факторы, которые фиксиро¬
вали бы начальную фазу колебания.
Рис. 9.23. Фазовый портрет ав¬
токолебания при мягком режи¬
ме возбуждения
Рис. 9.24. Фазовый портрет автоколеба¬
ния при жестком режиме возбуждения
290
Рис. 9.25. К вопросу об орбитальной
устойчивости предельного цикла

В заключение отметим, что предельный цикл имеет форму круга при
строго гармонической форме генерируемых колебаний. В действительности
эта форма искажается наложением высших гармоник. В автогенераторах,
близких к консервативным (с высокодобротной колебательной системой),
влиянием гармоник можно пренебречь. В случае же генераторов релаксаци¬
онного типа предельный цикл может иметь весьма сложную форму (например,
близкую к прямоугольной).
Как отмечалось в предыдущем параграфе, для нелинейных систем фазо¬
вые траектории строятся с помощью графоаналитических методов (например,
метода изоклин).
9.9.	АВТОГЕНЕРАТОРЫ С ВНУТРЕННЕЙ
ОБРАТНОЙ СВЯЗЬЮ
При рассмотрении механизма возникновения колебаний в автогенераторе
(см. § 9.2) мы встретились с понятием отрицательного сопротивления,
вносимого в колебательный контур при надлежащем выборе фазы обратной
связи. При этом в соответствии с обобщенной схемой автоколебательной сис¬
темы (см. рис. 9.1) имелась в виду внешняя обратная связь.
Существуют, однако, некоторые электронные приборы, которые позво¬
ляют получить отрицательное сопротивление за счет падающих участков
вольт-амперной характеристики без введения в схему специальных элемен¬
тов обратной связи. К таким приборам относятся, например, туннельный
диод и обычные тетроды и пентоды при соответствующем подборе напряже¬
ний на электродах.
На рис. 9.26 показана вольт-амперная характеристика туннельного
диода, представляющая зависимость прямого тока диода от положительного
напряжения смещения. На падающем участке а—б дифференциальное со¬
противление диода отрицательно:
R_ —du/di^ ctgy,
где у — угол наклона касательной к кривой (д = / (и) в рабочей точке V0.
При' подключении электронного прибора с подобной вольт-амперной ха¬
рактеристикой к колебательной цепи можно осуществить генерацию высо¬
кочастотных колебаний. При этом получается автогенератор с внутрен¬
ней обратной связью.
На рис. 9.27 изображена схема генератора на туннельном диоде. В ка¬
честве емкости контура в генераторах СВЧ обычно используется собственная
емкость диода С0. Блокировочные дроссель 1бл и конденсатор Сбл (Сбл > С0)
защищают цепь постоянного тока от тока высокой частоты; гк — сопро¬
тивление потерь в кристалле и в элементах контура.
Схема замещения контура, шунтированного отрицательным сопротив¬
лением R-, изображена на рис. 9.28. По отношению к этому сопротивлению
Рис. 9.26. Вольт-ампер-
иая характеристика тун¬
нельного диода
Рис. 9.27. Автогенератор
на туннельном диоде
Рис. 9.28. Схема замеще¬
ния автогенератора на
туннельном диоде
10*
291

Рис. 9.29. К определению стационар¬
ной амплитуды автоколебания в ге¬
нераторе с внутренней обратной свя¬
зью
напряжение действующее на колебательном контуре, рассматривается
как ЭДС, так что ток через диод (д = —uJR-.
Колебательное напряжение на контуре ик и токи г'ь г'с, гя связаны меж¬
ду собой соотношениями
tB - il + ic, ic — С
duK
dt
uK = rKiL + L
diL
dt
(9.56)
В качестве искомой функции выберем, например, ток iL в индуктивной
ветви контура. Исключая из первого уравнения (9.56) ic (i) с помощью вто¬
рого и третьего уравнений, получаем
«д = il + гк С ■
Однако
di,
dt
LC
£_i_L
dt
R-
R-
rK i l + L
diL \
dt )
Приравнивая правые части приведенных выражений, после группиров¬
ки слагаемых получаем следующее дифференциальное уравнение:
dt2
гк
L
CR-
diL
dt
1 + r»/R-iL = 0'
LC
Для того чтобы амплитуда колебаний нарастала, коэффициент при пер¬
вой производной должен быть отрицательным. Отсюда получается условие
возникновения колебаний
г К
L
_1
С
<0
или
I Я- I < ~т — ^зь р == pQ = —“ ,	(9.571
гкС	у	Шр С
где |Я_| — абсолютная величина отрицательного сопротивления; Z3„ р —
эквивалентное резонансное сопротивление контура; Q—добротность; р =
= У L/C — характеристическое сопротивление контура.
Когда сопротивление |/?_|, зависящее от амплитуды колебания (при
переходе на нелинейную часть характеристики), увеличится до
i R- (UK) I = 2эк Р.
в автогенераторе установится стационарная амплитуда колебаний. Режим
устойчив, если в точке пересечения горизонтали Z3K р кривая \R_ (UK) |
имеет положительный наклон (рис. 9.29). Все, что в предыдущих параграфах
было сказано о характере нелинейной зависимости средней крутизны от
амплитуды управляющего напряжения, в данном случае можно распростра¬
нить на характер зависимости величины, обратной \R-\, от напряжения UK .
292

Преимуществом туннельного диода является весьма малое по абсо¬
лютной величине отрицательное сопротивление (~ 10—100 Ом). Несмотря
на относительно большую собственную емкость диода (несколько десятков
пикофарад), условие самовозбуждения (9.57) выполняется в весьма широком
диапазоне частот, вплоть до СВЧ, Так, при добротности контура Q ----- 50,
собственной емкости диода С„ •= 50 пФ и |/?_. | = 50 Ом предельная часто¬
та генерации /П1ЯХ -чг Q 2л	% 3 ■ 10е Гц 3000 МГц.
9.10.	АВТОГЕНЕРАТОР С ЛИНИЕЙ ЗАДЕРЖКИ
В ЦЕПИ ОБРАТНОЙ СВЯЗИ
Пусть имеется автогенератор с избирательной нагрузкой и линией
задержки в кольце обратной связи. Подобный генератор можно представить
в виде обобщенной схемы (рис. 9.30), аналогичной схеме на рис. 9.1. Рас¬
сматривая линию задержки как идеальный-четырехполюсник с передаточной
функцией	можно представить линейную часть схемы, состоящую из
колебательного контура и линии задежки Т. в виде одного четырехполюсника
обратной связи с передаточной функцией	ф
К,„.|Ц.о -<Vl /С>>	«	/Сн-е'4-,
где К,. - модуль передаточной функции колебательного контура с резонанс¬
ной частотой со,,: q l; — ФХЧ контура. В полосе прозрачности контура мож¬
но считать, что <рк аг - (<о — н>р) тк, где тк — постоянная времени конту¬
ра.
Введение в схему линии задержки не изменяет модуля передаточной
функции, но существенно влияет на результирующую ФЧХ
Ч v —(<0 — (ор) тк-~<о7\
При достаточно большой задержке Т наклон результирующей ФЧХ
определяется в основном слагаемым со Г, причем может оказаться, что в по¬
лосе прозрачности колебательной цепи изменение ф2 достигает большого
значения, превышающего несколько полных оборотов 2л. Подобный слу¬
чай изображен на рис. 9.31, на котором со_2, со_ь <olt со2, ... — частоты, лежа¬
щие в полосе прозрачности контура, при которых ординаты ФЧХ <р2 равны
«2л, где п — целое число. Так как при указанных частотах выполняется ба¬
ланс фаз и амплитуд (см. § 9.3), каждая из них может являться частотой
автогенерации. Введение в кольцо обратной связи достаточно большой за¬
держки придает системе многочастотный характер. Роль колебательного
контура при этом сводится лишь к ограничению числа частот, на которых
обеспечивается усиление, необходимое для автогенерации.
Возникает вопрос, могут ли одновременно устойчиво существовать не¬
сколько автоколебаний с различными частотами. Это зависит от таких факто-
к е' Р-
посс
Рис. 9.30. Автогенератор с линией задержки в цепи обратной связи
293

ров, как число частот в полосе прозрачное! и кон i ура, при которых
выполняется фазовый баланс, форма АЧХ избирательной нагрузки, режим
самовозбуждения (мягкий или жесткий), и некоторых других.
Рассмотрим сначала случай, когда в полосе прозрачности одиночного
колебательного контура имеется всего лишь две частоты, на которых возможна
генерация: со, и со2. Это означает, что в полосе 2Лш„ 2 тк (тк - по¬
стоянная времени контура) набег фазы в линии задержки Т близок к 2л, т. е.
2Ао)07' яг 2л или Т яг л<Л<о„ ж лтк.
Примерное расположение ш, и ш2 на оси частот показано на рис. 9.32.
Через £, и Е2 обозначены амплитуды колебаний с указанными частотами в
какой-то момент времени после запуска генератора с мягким режимом воз¬
буждения. При циклическом обходе замкнутого кольца обратной связи при
каждом прохождении через нелинейный элемент соотношение между ампли¬
тудами £, и Е„ будет изменяться в пользу С аналогичной ситуацией мы
имели дело при рассмотрении подавления слабого сигнала в амплитудном
ограничителе в § 8.7. В итоге колебание с частотой о>2 полностью подавля¬
ется и в системе остается всего лишь одно колебание с частотой со,, для кото¬
рого начальные условия при запуске более благоприятны.
Иначе обстоит дело в автогенераторе с жестким режимом самовозбуж¬
дения, когда при запуске для установления автоколебаний требуется внеш¬
ний источник колебаний. В зависимости от выбора запускающей частоты
в генераторе может быть установлен стационарный режим на любой из частот
со, или со2. Отсюда видно, что «жесткий» автогенератор с запаздывающей об¬
ратной связью можно использовать как устройство, запоминающее одну из
нескольких частот, подаваемых в момент запуска.
Вернемся к автогенератору с мягким режимом самовозбуждения и до¬
пустим, что в полосе прозрачности колебательной цепи имеется значительное
число частот возможной генерации. Та ккак эти частоты расположены на
оси со эквидистантно (рис. 9.33), то можно допустить существование сово¬
купности колебаний с частотами со,, со2, со3, ... при амплитудных и фазовых
соотношениях, характерных для угловой модуляции. Подобное сложное ко¬
лебание с постоянной амплитудой проходит через нелинейность (амплитуд¬
ный ограничитель) без изменения соотношения между отдельными составляю¬
щими спектра. Это означает, что нелинейная часть автогенератора не
препятствует одновременной генерации сетки часто!. Этого, однако, еще не¬
достаточно для устойчивой генерации. Необходимо, чтобы передаточная
функция избирательной цепи обеспечивала сохранение внутриспектральных
соотношений. Амплитудно-частотная характеристика избирательной цепи,
представленная на рис. 9.33, не отвечает этому требованию. Более подробное
Рис. 9.31, Расположение возможных Рис. 9.32. К вопросе- о подавлении
частот генерации при введении за-	слабого колебания в автогенераторе
держки в цепь обратной связи	с задержкой в цепи обратной связи

Рис. 9.33. Форма АЧХ избирательной Не
ми, неблагоприятная для одновременно¬
го генерирования нескольких частот
t
п \
т Т Т т I
;ll
«р	Ф
Рис. 9.34. Форма АЧХ избирательной це¬
ни, допускающей устойчивую генерацию
нескольких частот одновременно
рассмотрение1 показывает, что для устойчивой генерации спектра частот
АЧХ колебательной системы должна иметь неравномерность типа седлови¬
ны (рис. 9.34).
Генератор с запаздывающей обратной связью обладает некоторыми дру¬
гими интересными свойствами, обусловленными большой крутизной ФЧХ,
например повышенной стабильностью генерируемой частоты.
9.11.	/?С-ГЕНЕРАТОРЫ
Генераторы с колебательным LC-контуром эффективны для получения
высокочастотных колебаний. Для генерирования же низких (звуковых час:
тот) они неудобны из-за конструктивных недостатков (колебательный кон¬
тур получается слишком громоздким и трудно перестраиваемым). В связи
с этим для получения гармонических колебаний в диапазоне от нескольких
герц до нескольких десятков килогерц широко распространены, особенно в
измерительной технике, #С-генераторы.
Один из возможных вариантов схемы /?С-генератора представлен на
рис. 9.35. Отличие ДС-генератора от LC-генератора заключается в том, что
вместо усилителя с колебательным контуром здесь применен резистивный
усилитель, а обратная связь осуществляется при помощи специального че¬
тырехполюсника, составленного из резисторов и конденсаторов.
Схема на рис. 9.35 соответствует усилителю с фазовым сдвигом напряже¬
ния U., на 180 относительно (например, однокаскадному транзисторному
усилителю с ОЭ). Для генерации на заданной частоте необходимо, чтобы сум¬
ма фазовых сдвигов при обходе замкнутого кольца обратной связи равнялась
2л и, кроме того, чтобы коэффициент усиления Ку являлся величиной, об¬
ратной Ки(. (см. (9.3)1. Следовательно, обведенный на рис. 9.35 штриховой
линией четырехполюсник обратной связи должен обеспечивать дополни¬
тельный фазовый сдвиг на 180е.
Нетрудно выявить требования, предъявляемые к элементам этого четы¬
рехполюсника. Придерживаясь обозначений рис. 9.35, составляем систему
уравнений
{R -г 1 аиС) l! -(1/uoC) х
X Е = U2, - (1 аоС) /, 4-
- (R : 2'аоС) 1->—(I аоС) 13 =
0, — (1 шС)1г + (R ■
• 2 тЧоС) 13 = 0.
1 См.: Гоноровский И. С. К
вопросу об установлении автоко¬
лебаний в высокочастотном гене¬
раторе с запаздывающей обрат¬
ной связью. Радиотехника,
1958. №5.
Асе
Рис. 9.35. Однокаскадный вариант /?С-генерато-
ра
295

Решая эту систему, находим
I	—Vii (оС
:1	|5((о/?С)2—1]+ i'[((o/?C)3—6ш/?С|
Так как напряжение на выходе
четырехполюсника обратной связи
(отсчитываемое по направлению тока
13) равно 13 /(оС, то коэффициент об¬
ратной связи
Рис. 9.36. Амплитудно- и фазо-частотная
характеристики четырехполюсника об¬
ратной связи в схеме на рис. 9.35
[5 (otRC)'- — I
Ки. е
>ч ,„.«■■>
/ |((.)/?СР-6<,)/?С|
(9.58;
Аргумент и модуль функции Кос (/м) представлены на рис. 9.36.
Из выражения (9.58) следует, что фазовый сдвиг 180’ получается при
частоте, отвечающей условию
o)RC f(o)/?C)2 — 61	- 0.
Следовательно, генерация возможна на частоте
юг 16 RC.
Между модулем и аргументом передаточной функции рассматриваемого
четырехполюсника существует однозначная связь. Подставляя найденное
значение <ог в выражение (9.58), находим модуль
/Сор («г) =
	1
[5 (<ог /?С)2-1|
1
2»
Итак, произведение RC определяет частоту генерации и одновременно
коэффициент обратной связи. Это означает, что показанный на рис. 9.35 уси¬
литель должен обеспечивать усиление
/Су >1//Сор 29.
При разбиении произведения RC на множители имеется значительная
свобода, облегчающая выбор удобных величин R и С. Необходимо лишь обес¬
печивать условие R~pRн, где R„ — резистор нагрузки усилителя, так как
только при этом условии усиление Ку не зависит от R
Ступенчатое изменение частоты генератора в широком диапазоне осу¬
ществляется с помощью набора переключаемых резисторов и конденсаторов,
а плавная настройка в каждом из поддиапазонов — с помощью конденсато¬
ров переменной емкости.
На рис. 9.37 изображена схема иного варианта /?С-генератора, в котором
необходимый для генерации баланс фаз обеспечивается в самом усилителе,
например, применением двух каскадов, каждый из которых поворачивает
фазу на 180°. Назначение же вспомогательной цепи гг, Съ r2, С, заключается
в том, чтобы по возможности сузить полосу частот, в которой обеспечивается
баланс фаз.

Для определения соотношений между гь С1( г2, С2 исходим из передаточ¬
ной функции четырехполюсника обратной связи:
Кос (й")
/*2/ *0)6*2
Т 2 “|“ 1 /1(0 С.2
(Гх+1/itoC,)
Гг/mCt
т2	1 / io)C2
	1
+	(coCg /*i— 1 / (оСг г2)
(9.59)
В данном случае частота, на которой возможна генерация, определяет
ся условием
шгАг1 — 1/0>г^1г2 = О,
откуда
сог 1 /|/>i	г2 Сг -- \lVxx т2,
где тх и т2 — постоянные времени цепей соответственно гхСх и г2С2.
Обычно применяются одинаковые резисторы (гх = г2) и конденсаторы
(Cj — С2). При этом = т2 = т, частота генерации сог = 1/т и выраже¬
ние (9.59) принимает вид
Кос (И
	1
3 + / (ш/шг—(ог/ш)
: Кос (Ш) eiip°° '10) :
где
Кос (со) =-7===========; срос (со) *= —arctg (1/3) (со/сог — юг/о>).
[/ 9 + ((о/мг—мг/ш)2
Графики модуля и аргумента функции Кос (1ш) ПРИ выбранных парамет¬
рах представлены на рис. 9.38. Существенно, что на любой частоте генера¬
ции Ког (сог) = 1/3 = const. Независимость Кос от частоты сог, обеспечива¬
ющая неизменность режима работы генератора во всем частотном диапазо¬
не, подтверждает целесообразность выбора гх — г2, Сх = С2. При Сх = С2
упрощается, кроме того, конструкция спаренного конденсатора переменной
емкости, используемого для плавной перестройки генератора.
Преимуществом рассматриваемой схемы перед схемой, показанной на
рис. 9.35, является также меньшее число перестраиваемых элементов.
Существуют и другие разновидности схем /?С-генераторов, однако при¬
веденных примеров достаточно для уяснения принципа построения авто¬
генераторов с апериодическими цепями нагрузки и обратной связи.
Рис. 9.37. Двухкаскадный вариант /?С-гене-
ратора
Рис^ 9.38. Амилитудно- и фазо-частотная
характеристики четырехполюсника обрат¬
ной связи в схеме на рис. 9.37
297

К качеству конденсаторов и резисторов, входящих в четырехполюсник
обратной связи любого ДС-генератора, необходимо предъявлять жесткие
требования, так как нестабильность R или С при изменении температуры при¬
водит к изменению частоты генератора. Конденсаторы должны иметь высо¬
кое сопротивление изоляции (малую утечку), так как в противном случае в
области очень низких частот шунтирующее действие утечки будет влиять
на фазовые соотношения в четырехполюснике.
Остановимся на некоторых особенностях механизма ограничения ампли¬
туды автоколебания в ДС-генераторе. Этот вопрос тесно связан с вопросом о
форме генерируемых колебаний.
В рассмотренных ранее LC-автогенераторах ограничение обусловлено
уменьшением крутизны 5ср при увеличении амплитуды колебаний; стацио¬
нарный режим наступает, когда коэффициент усиления уменьшается до зна¬
чения Ку = i//Coc. Однако в данном случае нельзя допускать установления
значительной амплитуды, так как это неизбежно приведет к искажению фор¬
мы генерируемых колебании за счет появления гзрзгояяя п?/сз. /? оглн&ге <?г
генераторов с колебательным контуром в ДС-генераторах отсутствует доста¬
точно сильная фильтрация высших гармоник. Таким образом, получается
противоречие между требованием неискаженной формы колебаний (малые
амплитуды) и требованием надежного ограничения (большие амплитуды).
Для устранения этого противоречия в ДС-генераторы обычно вводят инер¬
ционную нелинейность в виде терморезистора, сопротивление которого изме¬
няется в зависимости от степени нагрева проходящим через него током.
В качестве терморезистора может быть использована обыкновенная лампа
накаливания.
Включение терморезистора показано на рис. 9.35 и 9.37. Подразумева¬
ется, что обратная связь, обусловленная введением в схему Rt, отрицатель¬
на. Например, в транзисторном усилителе с ОЭ резистор Rt включается
в цепь эмиттера.
Отрицательная обратная связь (потоку) частично компенсирует положи¬
тельную обратную связь, осуществляемую с помощью четырехполюсника
Кос (iсо). Действительно, в рассматриваемом примере напряжение, создавае¬
мое на Rj переменной составляющей коллекторного тока, направлено от
эмиттера к заземленной шине, а напряжение положительной обратной свя¬
зи — от базы к этой шине (см. рис. 9.35). Следовательно, результирующая
разность потенциалов база — эмиттер является разностью между вторым и
первым напряжениями. Коэффициент обратной связи Кос понимаемый как
отношение результирующего напряжения база — эмиттер к напряжению
коллектор — эмиттер, зависит от Д(. При увеличении амплитуды колебания
и соответственно тока через терморезистор его сопротивление Rt уве¬
личивается и Кос уменьшается. При уменьшении амплитуды колебания,
наоборот, Rt уменьшается и Кос возрастает.
Таким образом, ограничение обусловлено не уменьшением средней
крутизны Scp и коэффициента усиления Ку при увеличении амплитуды коле¬
бания, а уменьшением К'ос■ Стационарный режим устанавливается, когда
наступает равенство Кос = I/Ку. Получается автоматическое регулирова¬
ние амплитуды колебания на определенном уровне, зависящем в основном
от нелинейности характеристики термосопротивления. Так как при измене¬
нии тока Rt из-за тепловой инерции изменяется относительно медленно, то
в пределах одного периода генерируемых колебаний Rt практически постоян¬
но. Это означает, что изменение Rt не вносит нелинейных искажений и не на¬
рушает синусоидальной формы колебаний. Аналогично действие Rt в схеме,
показанной на рис. 9.37.
298

/?С-генератор является маломощным. Для получения значительной
мощности /?С-генератор обычно дополняют одной или двумя ступенями
усиления.
9.12.	ДЕЙСТВИЕ ГАРМОНИЧЕСКОЙ ЭДС
НА ЦЕПИ С ПОЛОЖИТЕЛЬНОЙ ОБРАТНОЙ
СВЯЗЬЮ. РЕГЕНЕРАЦИЯ
В радиотехнике под регенерацией подразумевается компенсация потерь
в колебательной цепи с помощью положительной обратной связи. Явление ре¬
генерации можно использовать для усиления колебаний. Схема регенератив¬
ного усилителя, изображенная на рис. 9.39, не отличается от схемы автоге¬
нератора. Однако в регенеративном усилителе обратная связь не доводится
до значения, соответствующего порогу генерации. При этом получается
лишь частичная компенсация потерь в контуре и действие обратной связи
сводится только к повышению добротности регенерированного контура.
В схеме на рис. 9.39 усиливаемое колебание с амплитудой Е и часто¬
той со вводится в колебательный контур L, С, г, а обратная связь осуществля¬
ется с помощью катушки LK, обтекаемой переменной составляющей коллек¬
торного тока /к и индуктивно связанной с катушкой контура L. Нетрудно вы¬
явить влияние параметров транзистора и обратной связи на эквивалентные
параметры колебательного контура. Рассмотрим сначала более простой слу¬
чай малых амплитуд, когда используется небольшой участок характеристи¬
ки транзистора и средняя крутизна Scp может быть приравнена крутизне S.
При гармонической ЭДС на входе с комплексной амплитудой Е и часто¬
той со амплитуду тока в контуре (в стационарном режиме) можно определить
с помощью следующего выражения:
I - (Е + Uoc)/[r + i — 1 /юС)],	(9.60)
где U00 — комплексная амплитуда напряжения обратной связи, вводимого
в контур. Так как цепь предполагается линейной (при малых амплитудах),
то это напряжение совпадает по частоте с ЭДС Е и может отличаться от по¬
следней лишь фазой.
Очевидно, что
Uoc = to)MlK,
а амплитуда переменной составляющей коллекторного тока Ift, если пренеб¬
речь реакцией выходной цепи,
Ik = SUc = SI/i'g)C,
где Uс — амплитуда напряжения на конденсаторе контура.
Таким образом, можно написать
Uoc — mMSl/mC — MSI/С.
Подставляя это выражение в уравнение
(9.60)	и решая его относительно I, получаем
1 =	-	.	(9.61)
r—MS/C+Ha>L—\/a>C)
Как и следовало ожидать (см. § 9.2),
влияние положительной обратной связи сво-
Рис. 9.39. Регенеративный
усилитель
299

Дится к уменьшению сопротивления потерь в контуре на величину отри¬
цательного сопротивления
r0Tp = MS/C.	(9.62)
Таким образом, эквивалентное активное сопротивление регенерирован¬
ного контура
'эк = г —готр = г —MS/С,
а д обротность
О	= р	р	р/с
к гэк ~ (r-MS/C) t MSJC •
Г
Отношение
Q8k/Qo= 1 /(i -	= 1 / (1- ^-),
где Q0 — р/г — добротность нерегенерированного контура, можно рассмат¬
ривать как усиление схемы на резонансной частоте со •= сор, когда coL —
— 1/соС = 0.
Увеличением М можно добиться существенного увеличения Q3K и, сле¬
довательно, повышения усиления. Следует, однако, иметь в виду, что уве¬
личение Q3K при заданной и неизменной резонансной частоте контура сор
приводит к сужению полосы пропускания контура. Кроме того, возникает
проблема устойчивости цепи. При
Готр M'S J j
~~Г “ Сг
цепь теряет устойчивость, а при MSiCr> 1 возникают автоколебания,
т. е. усилитель превращается в генератор.
Иначе обстоит дело при больших амплитудах напряжения на входе
усилителя. Увеличение амплитуды на зажимах база — эмиттер приводит
к уменьшению средней крутизны Scp и в соответствии с (9.62) к уменьшению
готр. Зависимость ScP и готр от амплитуды приводит к нелинейным искаже¬
ниям усиливаемого сигнала.
Подставляя Scp вместо S в выражение (9.61), получаем
I-	-			-	,	(9.6Г)
г— MSCp/C + ; (ML — 1/соС)	гэк + 1 (toL-l/wC)
а при резонансе
/тах^£>эк,	(9.61")
где raR^-r—MScp/C.	(9.63)
Из выражения (9.6Г) следует, что при усилении
AM сигнала, когда Е = Е ((), амплитуда тока I (t)
будет изменяться по закону, отличному от закона мо¬
дуляции Е (t) (из-за зависимости Scp от амплитуды
колебания). Возникает нелинейное искажение усили¬
ваемого сигнала, сопровождающееся образованием
новых частот.
Нелинейный характер рассматриваемой цепи
(при больших амплитудах Е) влияет также и на
форму резонансной характеристики регенерирован¬
Рис. 9.40. Резонанс¬
ные характеристики
регенеративного кон¬
тура:
/ — при малых; // — при
больших амплитудах:
штриховая линия — в
отсутствие регенерации
300

ного контура. Действительно, при отклонении частоты входного сигнала
(о от резонансной частоты сор возрастает реактивное сопротивление х = со/,—
— 1/соС в (9.61'), что приводит к уменьшению амплитуды тока I. Но умень¬
шение / в свою очередь приводит к уменьшению и гЭк из-за возрастания Scp
[см. (9.63)1, что в некоторой степени компенсирует влияние возрастания х.
В результате резонансная характеристика в верхней части уплощается, и
тем сильнее, чем больше амплитуда внешней ЭДС, действующей на контур.
При значительных расстройках преобладающее влияние на амплитуду ока¬
зывает реактивное сопротивление и резонансная характеристика быстро
спадает почти до нуля (рис. 9.40).
Из всего сказанного следует, что регенерацию можно эффективно ис¬
пользовать только для усиления слабых сигналов.
С явлением регенерации часто приходится встречаться в радиотехнике.
Иногда регенерация возникает в усилительных устройствах из-за наличия
паразитных обратных связей, что может приводить к искажению сигналов.
9.13.	ДЕЙСТВИЕ ГАРМОНИЧЕСКОЙ ЭДС
НА АВТОГЕНЕРАТОР. ЗАХВАТЫВАНИЕ ЧАСТОТЫ
Поведение автогенератора, находящегося под действием внешней силы,
существенно зависит от амплитуды и частоты этой силы.
Если амплитуда возбуждения очень мала по сравнению с амплитудой ав¬
токолебания и одновременно частота « значительно отличается от частоты
оог = (ор свободного автогенератора (сор — резонансная частота контура ав¬
тогенератора), то действие внешней ЭДС сводится к эффекту модуляции, ко¬
торый проявляется в изменении фазы и амплитуды автоколебания по весьма
сложному закону. С приближением частоты w к о)р картина меняется. Часто¬
та генерации со,, «подтягивается» к частоте w внешней ЭДС, и при некотором
значении До)- о> — со,,; зависящем от соотношения амплитуд, автогенера¬
тор начинает работать точно на частоте о>г — <о без каких-либо признаков
модуляции. Частота генератора оказывается «захваченной» частотой вынуж¬
дающей силы.
Явление захватывания частоты используется в ряде радиотехнических
устройств, когда требуется осуществить принудительную синхронизацию ав¬
тогенератора с помощью маломощного источника колебаний. В некоторых
случаях, например при наличии паразитных связей между двумя автогенера¬
торами, захватывание возникает произвольно и препятствует независимой их
работе на близких частотах.
Рассмотрим механизм явления захватывания частоты в простейшем од¬
ноконтурном автогенераторе с трансформаторной обратной связью при по¬
следовательном включении внешнего источника ЭДС в цепь база — эмит¬
тер (рис. 9.41). Следует подчеркнуть, что такая схема выбрана только для
определенности рассуждений. С точки зрения установления общих соотноше-
.ний вид схемы автогенератора и способ введения вынуждающей ЭДС
принципиального значения не имеют. Частоту генерации (в отсутствие внеш¬
ней ЭДС) приравняем резонансной частоте контура о>р = \IVlC.
Рассмотрим сначала баланс фаз в автогенераторе, находящемся под дей¬
ствием внешней ЭДС е (t) — Е cos ((at -[ 90), в предположении, что имеет
место стационарный режим захватывания, т. е. генерируемая частота о)г
равна частоте <о, отличной от резонансной частоты контура юр. При этом ам¬
плитуду Е будем считать настолько малой, что все основные параметры авто¬
колебания — амплитуда первой гармоники коллекторного тока Д, амплиту¬
да напряжения на контуре UK и амплитуда напряжения обратной связи
U0F - останутся такими же. как и в отсутствие внешнего воздействия.
.301

—/f
Рис. 9.41. Автогенератор с синхронизи¬
рующим источником ЭДС в цепи база —
эмиттер
Рис. 9.42. Векторные диаграммы напри
жений и тока в автогенераторе:
и) без внешнего воздействия; б) в режиме
захватывания частоты
Иными словами, влияние внешнего воздействия проявляется только в измене¬
нии фазовых соотношений в автогенераторе.
До включения источника внешней ЭДС эти соотношения характеризу¬
ются векторной диаграммой, показанной на рис. 9.42, а. Ток Ij - в фазе с
напряжением U0o ■ UC1(., а напряжение U,. в фазе с током I, (напряжение
на контуре отсчитывается от эмиттера к коллектору).
Исходная фаза тока I, выбрана произвольно, так как в автогенераторе
фаза автоколебания зависит от начальных условий запуска. После включе¬
ния внешней ЭДС е (t) ~ Е cos w( (начальная фаза 0„ приравнена нулю) и
установления стационарного режима диаграмма примет вид, показанный на
рис. 9.42, б. При построении этой диаграммы учтены следующие условия:
а)	между током Ij и напряжением UK имеется фазовый сдвиг фг, зави¬
сящий от расстройки контура по отношению к генерируемой частоте со.
Принимая для определенности, что со с юр, приходим к выводу, что век¬
тор UK должен опережать вектор I, на угол
«(г = arctg|.2.I^P.I.g.|,	(9.б4)
где Q — добротность контура;
б)	ток 1] находится в фазе с результирующим напряжением и0э:
в)	напряжение обратной связи Uoc, связанное с напряжением контура
UK соотношением иос = т„и. не зависит от частоты. Поэтому направ¬
ления векторов Uoe и UK совпадают.
Из диаграммы видно, что нарушение фазового баланса автогенератора
в коллекторной цепи на угол <р2 (в сторону опережения) из-за расстройки ко¬
лебательного контура (при со < сор) компенсируется тем, что в цепи база —
эмиттер результирующее напряжение U6;, сдвинуто на угол ф. в сторону от¬
ставания относительно Uoc.
Когда о) > сор, фазовый сдвиг в коллекторной цепи является заназды
вающим, а в цепи база — эмиттер — опережающим.
Из условий б) и в), а также непосредственно из диаграммы 1 на
рис. 9.42, б вытекает следующее равенство:
sin ф7 - Е sin ф,., (У(9.65)
где ф|; фазовый сдвиг между Е и U),.
1 Эту диаграмму удобно строить исходи из произвольно выбранного положения
вектора I,, после чего вся диаграмма должна быть повернута на угол, при котором по¬
ложение вектора Е соответствует заданной начальной фазе 0П внешней ЭДС.
302

И гак, если режим захватывания действительно существует, то одновре¬
менно выполняются равенства (9.64) и (9.65).
Используя оговоренное условие малости Е по сравнению с (/0(,, мож¬
но считать ибэ х Доп,
sin ц, ss Ф, * (EfU&J sin «рк « (E/Uoc) sinipK.
Малость угласрг позволяет также и в выражении (9.64) заменить тангенс
его аргументом:
tg'h « 4z=2(w -ЫрК?.*'*,,.
Приравнивая правые части последних двух выражений, приходим к сле¬
дующему соотношению:
2(со-- wp)/o>p = (£/l/,,(.)sin ф„(1 Q).	(9.66)
Из этого соотношения с чедует, что при заданной разности частот со и сор
фазовый сдвиг напряжения Ук относительно синхронизирующего колебания
t|,,. =arc sin
2 (»> —юр) Q/tDp
г--Л\п
(9.67)
Соотношения (9.66) и (9.67) имеют смысл при условии, что абсолютная
величина расстройки |со — о>р| не превышает некоторого предельного значе¬
ния, при котором |sin ф/, | - 1. Из физических соображений очевидно, что
это предельное значение |о» — шр|тах соответствует границам полосы за¬
хватывания. Подставляя в уравнение (9.66) sin cp-- ±1, находим полную
относительную ширину полосы захватывания
2Аи)щах _ 21 о» Шр [щач ^ / F N / _j_\	_ < F \ ^	/д „g.
шр	шр	\ I- „с /' V ' б’ос /
Итак, полоса захватывания пропорциональна отношению амплитуды
внешней ЭДС к амплитуде колебаний свободного автогенератора и затуха¬
нию контура d=LQ.
В тех случаях, когда внешняя ЭДС вводится непосредственно в колеба¬
тельный контур автогенератора, выражению для полосы захватывания мож¬
но придать несколько иной вид. Рассмотрим в качестве примера схему гене¬
ратора с контуром в цеггц база — эмиттер (рис. 9.43). Схема эквивалентного
контура, в котором действие обратной связи учтено генератором ЭДС Uoc>
изображена на рис. 9.44. 3 отсутствие постороннего воздействия амплиту¬
да (Уба связана с Uoc соотношением £/бэ — Uoc Q.
Подставляя это соотношение в формулу (9.68), получаем
Рис. 9.43. Включение синхронизирующе¬
го источника ЭДС в колебательный кон¬
тур автогенератора
Рис. 9.44. Схема замещения контура к
рис. 9.43
303

Рис. 9.45. Зависимости |шг—ш|
мой частоты о)г (б) пт частоты
щего источника
Аналогично можно пока¬
зать, что при введении вынуж¬
дающей ЭДС в коллекторный
колебательный контур полу¬
чится соотношение
2Aaw/o»p ^E/UK, (9.70)
где UK — амплитуда напря¬
жения на контуре свободно¬
го автогенератора.
Нетрудно заметить, что
отсутствие в формулах (9.69)
,и (9.70) величины Q объяс-
воздействие оценивается ЭДС, вводимой по-
режим свободного автогенератора — напряже-
(а) и генерируе-
синхронизирую-
няется тем, что внешнее
следовательно в контур, а
нием, действующим на реактивном элементе контура. Если же оба напряже¬
ния определять одинаково: либо на реактивном элементе, либо как ЭДС,
вводимую в контур последовательно, то независимо от схемы полосы захва¬
тывания будут определяться выражением вида (9.68).
Связь между генерируемой частотой оог и частотой о> вынуждающей
ЭДС иллюстрируется рис. 9.45. Штриховая линия на рис. 9.45, а соответст¬
вует свободному генератору, когда с»,, = сор — const. При введении в генера¬
тор источника внешней ЭДС частота шг «подтягивается» к частоте со и сплош-
со
отрывается от штриховой
Юг
- со |. Отрезок оси абсцисс.
ная линия |(ог
на котором |сог — со| = 0 и, следовательно, частота генератора совпадает
с частотой о), и есть полоса захвата.
График зависимости генерируемой частоты ш,. от частоты ю вынуждаю¬
щей ЭДС представлен (в ином масштабе частот) на рис. 9.45,6
9.14.	УГЛОВАЯ МОДУЛЯЦИЯ В АВТОГЕНЕРАТОРЕ
В автогенераторах, работающих на частотах не выше нескольких десят¬
ков мегагерц, широко используются методы угловой модуляции, основан¬
ные на прямом изменении резонансной частоты колебательной цепи генера¬
тора изменением емкости или индуктивности контура. Так как резонансная
частота колебательного контура непосредственно определяет частоту генера¬
ции, то под угловой модуляцией в автогенераторе будем подразумевать час¬
тотную.
Существует ряд способов управления резонансной частотой колебатель¬
ной цепи: электронные, электромагнитные и др. Выбор того или иного спосо¬
ба зависит от основных параметров модуляции:	относительного изменения
частоты Aco'Wp и скорости изменения частоты. Последний параметр харак¬
теризуется спектром модулирующего сигнала. При медленной модуляции
(низкие частоты) широко применяются такие способы, как изменение индук¬
тивности катушки изменением тока, подмагничивающего сердечник катушки,
и др. Если спектр сообщения содержит относительно высокие частоты, то
приходится прибегать к безынерционным способам управления емкостью или
индуктивностью контура.
Широко распространенным способом электронного управления резо¬
нансной частотой колебательного контура является подключение к контуру
варикапа — полупроводникового диода (р — /г-переход), емкость которого
зависит от напряжения, приложенного в направлении запирания перехода.
Упрощенная схема автогенератора с варикапом изображена на рис. 9.46, а.
Разделительный конденсатор Сг преграждает путь в контур постоянному то¬
304

ку от источника ЭДС £0, используемого для установления рабочей точки на
вольт-фарадной характеристике варикапа. Конденсатор Ср необходим также
для устранения короткого замыкания источника модулирующего сигнала
ер (t) на относительно небольшую индуктивность LK контура. Блокировоч¬
ный дроссель Lm преграждает путь высокочастотному току от автогенерато¬
ра в источник ЭДС ер (().
На схеме замещения колебательной цепи автогенератора (рис. 9.46,6)
С0 обозначает среднюю емкость варикапа [в отсутствие модулирующего на¬
пряжения еа (/)], а АС (/) — вариацию емкости, пропорциональную напря¬
жению ер (t). Сопротивление перехода обозначено R, а объемное сопротив¬
ление толщи полупроводника г.
При заданных значениях средней частоты ©0 и частотного отклонения
А© требуемое изменение емкости АС нетрудно найти с помощью очевидных
соотношений
со0 =1/КСкСк0, соо + Лсо -
»>и
	1
УLK (Ско + АС)
У1~ДС;Сво ’
где Ск0 = С}. + С„ — средняя емкость контура.
Разделив последнее выражение на io0, получим
	I
У^-к Ско У1 -(•- АС, Ск и
1	+ Ам/©0 — 1 ,\ 1 АС,'Ск0,
откуда
АС _ 2Аш ш0 -]~(Ам'о)0)2
Ско	(1 -j- Аоэ > (Оу)2
В общем случае требуемое относительное изменение емкости связано с
заданным относительным изменением частоты нелинейной зависимостью
(9.71). Однако необходимость использования этого соотношения возникает
лишь при очень глубокой частотной модуляции. В ряде применений ЧМ от¬
носительное изменение частоты весьма невелико. Например, при передаче
речи и музыки на УКВ величина Аю/©0 не превышает нескольких долей про¬
цента. В подобных случаях выражение (9.71) можно упростить, если пренеб¬
регать величиной Д(1)/ш0 по сравнению с единицей:
АС. С» — 2Ам'©0.
Таким образом, при малых относительных изменениях А© и АС связа¬
ны линейными соотношениями и для получения линейной ЧМ емкость нуж¬
но изменять по закону функции eQ (t).
Недостатком варикапа как частотного модулятора является зависимость
сопротивления перехода R (см. рис. 9.46, б) от амплитуды внешнего напряже¬
ния. При относительно глубокой ЧМ, требующей значительных амплитуд
модулирующего напряжения, эта зависимость приводит к существенному из¬
менению вносимого в контур автогенератора затухания и в конечном счете
к паразитной AM.
лет
б)
Рис. 9.46. Автогенератор с ЧМ при помощи варикапа (а) и схема замещения колеба¬
тельной цепи (б)

Глава 10. ЦЕПИ С ПЕРЕМЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
10.1.	ОБЩИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЦЕПЕЙ
С ПЕРЕМЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
Электрические цепи, в которых хотя бы один из параметров изменяется по ка¬
кому-либо заданному закону, называются параметрическ ими.
Предполагается, что изменение (модуляция) параметра или параметров осу¬
ществляется электронным способом при помощи управляющего колебания.
Приведем простые примеры электронных способов вариации парамет¬
ров цепи. Рассмотрим зависимость крутизны вольт-амперной характеристи¬
ки активного элемента i (и) от управляющего колебания еи (/), наложенного
на постоянное напряжение £0 (см. рис. 10.1, а). Эту зависимость можно за¬
писать в виде
Выражение (10.1) определяет дифференциальную крутизну характерис¬
тики в точке £0 + еу. Если в пределах изменения еу характеристику можно
аппроксимировать полиномом второй степени
(=•= 1 (£0) 4- ал (и— Е„) -1- аг (и — £0Д (ал >0, а2> 0),
го выражение (10.1) приводится к виду
где S0 = ах — дифференциальная крутизна в точке А (рис. 10.1, а). Зависи¬
мость крутизны от управляющего напряжения изображена на рис. 10.1, о в
виде наклонной прямой линии.
Пусть еу ~ Еу cos сoyt. Тогда крутизну можно записать в виде функции
времени
где т — 2агЕу/а1 — глубина «модуляции» параметра S. Соответствующим
выбором £п и £у можно обеспечить условие т<. 1.
По отношению к слабому сигналу es (t), наложенному на управляющее
напряжение еу (t), рассматриваемое устройство можно трактовать как линей¬
ное с переменным параметром S (t), управляемым по закону (10.3). Сущест¬
венной особенностью дифференциальной крутизны (а также дифференциаль¬
ного сопротивления) является то, что этот параметр может принимать отри¬
цательное значение. Для этого нужно, чтобы вольт-амперная характеристи¬
ка на некотором участке имела отрицательный наклон (окрестность точки В
на рис. 10.1, а.
Аналогично можно истолковать принцип электронного управления
емкостью. Пусть к нелинейной емкости приложены два колебания: сильное,
которое назовем управляющим, и слабое — сигнальное. Воспользуемся ап¬
проксимацией вольт-кулонной характеристики нелинейного конденсатора
полиномом второй степени, как это было сделано в § 8.1 и 8.15:
(10.1)
S (еу) =а1 + 2а.г еу = S0 + 2а» еу,
(10.2)
(10.3)
q --= qa + К (и — Е0) + b2 (и — £0)2, 5, >0, Ьг > 0.
306

Рис. 10.1. Электронное управление крутизной вольт-амперной характеристики резистив¬
ного активного элемента (а) и вольт-фарадной характеристики варикапа (б)
Тогда дифференциальную емкость по аналогии с (10.2) можно определить вы¬
ражением
du
— bi -(- 2£у,
и = Е0 + е
где bi = С„ — дифференциальная емкость в точке и = Е0 [см. (8.4)1, а
1 d2q
2! du2
_ J	dC
и —Ей	2! du
и —Ей
Если управляющее напряжение является гармоническим колебанием
= £у cos о)у/, то можно написать
С (() = С0 (1 4- т cos o)yt),	(10.4)
где т = 2&2 £у/&, — глубина модуляции емкости.
После такого преобразования можно говорить о воздействии одного лишь
сигнала es (t) на периодически изменяющуюся во времени линейную емкость
С (t), так как влияние управляющего колебания учтено заменой нелиней¬
ной емкости линейной параметрической емкостью.
При использовании в качестве управляемого элемента барьерной емко¬
сти р — п -перехода можно исходить из вольт-фарадной характеристики,
представленной на рис. 10.1, б. При и <Г 0 эта характеристика хорошо ап¬
проксимируется формулой
С {и) = С (0) Vф„/(1 ы I + Фк).
(10.5)
где фк > 0 — контактная разность потенциалов, зависящая от кристалла,
примесей и т. д.; и — внешнее (обратное) напряжение.
Подставляя в (10.5)|«| = |£0| + £у cos t (при £у< |£01). получаем
С(0-С(0)
	Фк
Фк -Н Eol + £y COS 0)y t
- С(0)
/
Фк
Фк + 1 Ь«\
X
X
1
£У
фк~|-|£о|
cos Шу t
307

При £у/(фк + |£0|)	1 последнее выражение можно записать в форме
C(t):
1 +
С,
2 (фк“Н Ео I)
cos wv t
	£о
I + т cos шу t
(10.5')
где С0 = С (0)Уфк/(фк + |£01) —дифференциальная емкость в точке и —
== Ет = £у/2 (фк -f- i£0|) — глубина модуляции емкости.
При т 1 выражение (10.5') можно записать в форме
С (t) л* С0 (1 — /п cos о)у (),	(10.5")
совпадающей с (10.4).
Выражение, аналогичное (10.5"), можно составить и для параметричес¬
кой индуктивности L (/), управляемой током.
При установлении соотношений между зарядом,током и напряжением
на параметрической емкости следует исходить из очевидных выражений
q(t)--=C(t)uc(t),	(10.6)
i(0-7f=C(0-^7+«c(0 —,	(Ю.7)
at	at	at
ис (t) —	q (t) —	\ i (t) dt.
’ c (0 c (t) j ;
(10.8)
Для параметрической индуктивности L (t) имеют место следующие соот¬
ношения, связывающие потокосцепление Ф, напряжение uL и ток i:
(10.9)
... йФ , ... di , . ... dL
di ..Lit) di +,((, dt ,
(10.10)
((,i МО Ф« - M0 H»'"'
(10.11)
Следует подчеркнуть, что в выражениях (10.6) — (10.11) С (t) и L (t)
рассматриваются как линейные емкость и индуктивность.
Отметим принципиальное отличие реактивных элементов от резистивных:
дифференциальные емкость и индуктивность не могут быть отрица¬
тельными *. Физически это объясняется тем, что увеличение напряжения на
емкости не может вызывать уменьшение зарядов,а увеличение тока через
индуктивность не может приводить к уменьшению потокосцепления. Иными
словами, энергия, запасаемая в электрическом поле конденсатора или в маг¬
нитном поле катушки, не может быть отрицательной.
В дальнейшем изложении элементы с изменяющимися во времени пара¬
метрами R (/), С (() и L (t) будут рассматриваться как линейные; к ним
применим принцип суперпозиции. Термины «дифференциальное сопротивле¬
ние», «дифференциальная емкость или индуктивность» частот будут опус¬
каться.
Цепи с переменными параметрами играют очень большую роль в радио¬
технике и электронике.
Можно говорить о двух принципиально различных видах изменения па¬
раметров;
1 Имеются в виду обычные элементы. С помощью же усилительных схем с обрат¬
ной связью можно имитировать отрицательные С и L.
308

1)	управляемое изменение для осуществления различных преобразова¬
ний сигналов (модуляции, преобразования частоты, параметрического уси¬
ления и т. д.);
2)	неуправляемое изменение, обусловленное различными физическими
явлениями при передаче сигналов в свободном пространстве, например, из¬
меняющейся во времени задержкой сигнала, колебанием затухания волн при
их распространении, изменением фазовых соотношений при многолучевом
распространении радиоволн, изменением сигналов во времени из-за флук¬
туации параметров тракта и т. д.
Влияние изменений параметров второго вида, носящих обычно статисти¬
ческий характер, будет рассмотрено в гл. 11. В настоящей главе изучаются
явления при принудительном изменении во времени одного из параметров
линейной цепи (апериодической или колебательной). В основном имеется
в виду изменение параметра по гармоническому закону.
В гл. 6 рассматривалась передача различных сигналов через линейные
цепи с постоянными параметрами. Связь между входным и выходным сигна¬
лами в таких цепях определялась с помощью передаточной функции К (ш)
(спектральный метод) или с помощью импульсной характеристики g (t) (ме¬
тод интеграла наложения).
Аналогичные соотношения можно составить и для линейных цепей с пе¬
ременными параметрами. Очевидно, что в подобных цепях характер зави¬
симости между входным и выходным сигналами в процессе передачи изменя¬
ется. Иными словами, передаточная функция цепи зависит не только от со,
но и от времени; импульсная характеристика также зависит от двух пере¬
менных: от интервала t—х между моментом приложения единичного им¬
пульса х и моментом наблюдения выходного сигнала t (как и для цепи с по¬
стоянными параметрами) и, кроме того, от положения интервала t—х на
оси времени. Поэтому для цепи с переменными параметрами импульсную ха¬
рактеристику следует записывать в общей форме g (t, х).
Если на входе четырехполюсника с импульсной характеристикой g (t,
х) действует произвольный сигнал s-(t) (рис. 10.2), то, основываясь на прин¬
ципе суперпозиции, выходной сигнал по аналогии с выражением (6.11) мож¬
но определить с помощью выражения
Постараемся теперь ввести передаточную функцию К ((©, t) для цепи
с переменными параметрами. Для этого представим функцию s (t — х) в ви¬
де интеграла Фурье:
10.2.	ПРОХОЖДЕНИЕ СИГНАЛОВ ЧЕРЕЗ
ЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ С ПЕРЕМЕННЫМИ
ПАРАМЕТРАМИ
оо
U) J s(t— x)g(t, x)dx.
(10.12)
— оо
оо
(10.13)
— оо
где S (со) — спектральная плотность сигнала s (t).
Тогда выражение (10.13) переходит в следующее:
оо
оо	оо
оо
W(*) -=-^г | S И j g(t, X)e-“»*dxdсо.
5ВЫХ
i0,xdxdid.
— ОО	— оо
	ОО
309

Обозначив внутренний интеграл через
К	перепишем последнее выражение сле¬
дующим образом:
sBblx(0-=-—" (* S (ш) К (t'co, t) ешйи>. (10.14)
2я J
— ОО
Из (10.14) следует, что функцию К (ко, t), определяемую выражением
ОО
K(/w, t)= ^ g(t, х)е~Шхйх,	(10.15)
— ОО
можно рассматривать как передаточную функцию линейной цепи с перемен¬
ными параметрами.
Применение общего выражения (10.15) к цепям с произвольным измене¬
нием параметров во времени обычно оказывается слишком сложным из-за
трудности нахождения импульсной характеристики g (i, х). Задача сущест¬
венно упрощается в случае периодического изменения параметра цепи. Опре¬
деление функции К (ш, t), периодической во времени, рассматривается в
§ Ю.4.
s(t)
о
g(t,z)
к (m,t)
5вых
ь
Рис. 10.2. Параметриче¬
ский четырехполюсник
10.3.	ПРИМЕР ОПРЕДЕЛЕНИЯ ИМПУЛЬСНОЙ
ХАРАКТЕРИСТИКИ ПАРАМЕТРИЧЕСКОЙ ЦЕПИ
Для определения импульсной характеристики g (t, х) непосредственно
по заданным параметрам цепи без обращения к передаточной функции К (ico,
t) необходимо использовать дифференциальное уравнение цепи.
Рассмотрим простую цепь, описываемую уравнением первого порядка
a1(t)-^- + a0(t)y(t) = f(t).	(10.16)
at
По определению импульсная характеристика является откликом цепи
на единичный импульс 6 (t — х), подаваемый на вход в момент t — х
(см. § 10.2). Из этого определения следует, что если в правой части уравнения
(10.16) функцию / (t) заменить на 8 ((— х), то в левой части у (() можно за¬
менить на g (t, х).
Таким образом, приходим к уравнению
Щ. ф MIL.?),, + йо ф g{t,x) 6 (t-x).	(10.17)
Так как правая часть этого уравнения равна нулю всюду, кроме точки
t = х, функцию g (t, х) можно искать в виде решения однородного уравне¬
ния (с нулевой правой частью)
ai(f)у+ao(t)y=0, а0фО,	(10.18)
при начальных условиях, вытекающих из уравнения (10.17), а также из ус¬
ловия, что к моменту приложения импульса б (t — х) в цепи отсутствуют то¬
ки и напряжения («пустая» цепь).
В (10.18) переменные разделяются:
У
310
*У | До (0
у щ (0

откуда
У = Фе
J Р (О <и
(10.19)
где P(t) =a0(t)lai(t), а
<f> = y\t~x -g(t, X)\t=x
(10.20)
представляет собой значение импульсной характеристики в момент t = х.
Для определения (р вернемся к исходному уравнению (10.17), из которо¬
го видно, что в точке t = х функция g (t) должна совершать скачок ца вели¬
чину 1 !аг (х) (рис. 10.3). Только при этом условии первое слагаемое в уравне¬
нии (10.17), т. е. аг (t) dg/dt, может образовать дельта-функцию б (t—х).
Так как при х g (t, х) = 0, то в момент t = х
Заменяя в выражении (10.19) неопределенный интеграл определенным с
переменным верхним пределом, получаем
Для ясности переменная интегрирования вместо t обозначена буквой и.
Используем выражение (10.22) для цепи (рис. 10.4), представляющей со¬
бой последовательное соединение резистора с переменным сопротивлением
и с постоянной емкостью С„. Под б (t— х) подразумевается импульс ЭДС,
а в качестве определяемой функции g (t, х) выберем заряд конденсатора q (/).
Тогда уравнение цепи в соответствии с (10.17) и (10.23) можно записать
в форме
g(t, х) |(=*= 1 !аг(х).
(10.21)
г (0 --=--r„/(l + msin Q()
(10.23)
Гд	Йп
1 -\-т sin Q/
(10.24)
Подставляя в (10.22)
о, (t) — r0/( 1 + т sin Ш), а0 (t) = 1 /С0,,
получаем
I + т s in Ш
ехр[		—Н		—(cos Qt — cosQx)l.	(10.25)
L	rc0 Й	J
oo
X
t
Рис. 10.3. Импульсная характеристика Рис. 10.4. Пример простой параметри-
цепи, описываемой уравнением (10.17)	ческой цепи
ЗП

характеристики цепи, представленной на
Продифференцировав это выражение по t, можно найти ток i (t). В мо¬
мент t = х, когда q (t, х) образует скачок, равный 1 /г (t), ток будет (1 /г (/)) х
хб (t — х). Напряжение на емкости можно определить делением выраже¬
ния (10.25) на С0.
Из выражения (10.25) видно, как вариация сопротивления по закону
(10.23)	влияет на характер разряда: в аргументе экспоненты кроме — (t—х)/
г„С0 (как и при постоянном сопротивлении г„) появляется периодическое сла¬
гаемое (т/гдС0 Q) (cos Й/— cos Йх).
Закон изменения г (t)/r0 показан на рис. 10.5, а, график функции
r0q (t, х) при г0С0Й = 1 и т — 0,25 — на рис. 10.5, б.
Штриховой линией показана зависимость exp [—(t—лг)/г0С0], со¬
ответствующая импульсной характеристике при постоянном сопротивлении
г0 (т = 0) и х = 0.
Для более сложных цепей, описываемых дифференциальным уравне¬
нием п-го порядка (п ^ 2), задача определения импульсной характеристики
усложняется.
10.4.	ПЕРЕДАТОЧНАЯ ФУНКЦИЯ ЦЕПИ
С ПЕРИОДИЧЕСКИ ИЗМЕНЯЮЩИМСЯ
ПАРАМЕТРОМ
Наряду с выражением (10.15) можно дать еще одно определение переда¬
точной функции К 0'со, /), которое в некоторых задачах позволяет избежать
обращения к импульсной характеристике. С этой целью используем выраже¬
ние (10.14) для случая, когда входной сигнал является гармоническим коле¬
банием s (t) = cos o)nt, а соответствующий ему аналитический сигнал z {t)=
Спектральная плотность этого сигнала Z (м) = 2яб (м — <й0) [см.
(2.98) и (3.87)]. Подставляя Z (со) вместо S (со) в формулу (10.14), получаем
оо
2вых(0 = -^- J 2яб(ш—(Oo)K(tto, /) e/ft>( doa = к 0‘сйо, t) е'4*0
О
откуда, опуская индекс нуль при о, находим
К (/со, /)=2BHX(f)/e'«*.	(10.26)
312

Под гвых (t) в данном выражении следует подразумевать аналитический
сигнал на выходе цепи при гармоническом воздействии е,(0‘ на входе.
Определение (10.26) особенно эффективно, если передаточная функция
К (iсо, t) изменяется во времени по периодическому закону. При периоде
Т = 2л/й функцию К (гсо, t) можно представить в виде ряда Фурье:
К (гео, /) = Ко (/ш) + Ki (г'со) cos (Qt —12) 4- К2 (/со) cos (2Qt -f- g2) + •	(10.27)
где K0 (/со), Ki (ico),...,— не зависящие от времени коэффициенты, в общем
случае комплексные, которые можно истолковать как передаточные функ¬
ции некоторых четырехполюсников с постоянными параметрами. Произведе¬
ние Кп (/со) cos (nQt + |„) можно рассматривать как передаточную функцию
каскадного соединения двух четырехполюсников: одного с передаточной
функцией К,г (гсо) не зависящей от времени, и второго с передаточной функ¬
цией cos (nQt -f- £„), изменяющейся во времени, но не зависящей от частоты
со входного сигнала.
Основываясь на выражении (10.27), любую параметрическую цепь с пе¬
риодически изменяющимися параметрами можно представить в виде эквива¬
лентной схемы, изображенной на рис. 10.6.
В соответствии с (10.26), при входном сигнале s (t) = cos at, z (t) =
сигнал на выходе будет
zBb,x (О - К (/со, t) е‘и< = К0 (/со) е'« + Ki (/со) cos (Qt + gj +
4- К2 (/со) е/<0' cos (2Q/+ g2) 4- • • • => К0 (со) е' <<й(+ч>») + Кг (со) е1" <и(+ф>> х
X cos (Qt -f g2) + К2 (со) е; cos (2Q/ +12) +...	(10.28)
Здесь ф0, фь ф2,...—ФЧХ четырехполюсников К0 (/со), Ki (/со), К2 (/со),...
Переходя к вещественному сигналу на выходе, получаем
^вых (/) —RezBbIX (fy~~Ko (со) cos (сй/-)-фо) -j- Ki (со) cos (со/4ф^) cos (Q/-t-ii)4“
4 Ki И COS (ю/ 4- ф2) cos (2Й/ + g2) -f .. = K0 H cos (соt -f ф„) +
+ — 2 К"И{со:Ч(“ + яЙ)/4-фп4-|11]-|-со8[(со — nQ)t + фп — i„]}.
(10.29)
Этот результат указывает на следующее свойство цепи с переменными па¬
раметрами: при изменении передаточной функции по любому сложному, но
периодическому закону с основной частотой Й гармонический входной сиг¬
нал с частотой со образует на выходе цепи спектр, содержащий частоты со,
со + Q, со + 2Й и т. д.
sCt)
I _
I Г
I !
Kf(iiо)
sbhix^O
		—о
cos(ilt+§)
cos(ZRf+f2£l,
г
о)
	cos(nQt+fy ~
I * I	1 г
Г"1
Ч	I—I
Рис. 10.6. Схема замещения линейной цепи
при периодическом изменении параметров
Рис. 10.7. К определению сигнала на выхо¬
де параметрической линии задержки
s(t)-£casb)t
-£a>rJt)
е *
(tj=T0+rm sin Q t
SenixW
313

Если на вход цепи подается сложный сигнал, то все сказанное выше
относится к каждой частоте со входного спектра. Само собой разумеется, что
в линейной параметрической цепи никакого взаимодействия между отдель¬
ными компонентами входного спектра не существует (принцип суперпозиции)
и на выходе цепи не возникает частот вида лсог пшг, где coj и со2 — раз¬
личные частоты входного сигнала.
Поясним применение формул (10.26)—(10.29) на примере передаточной
функции линии задержки
К (ICO, 0 = е",Чотз<(>	(10.30)
при изменении т3 (/) по периодическому закону
т3(*) =т0 + тп; sin Ш, П С со,	(10.31)
и при входном сигнале s (/) = Е cos соt [соответственно г (t) = Ееш] (рис.
10.7).
Основываясь на (10.26), определяем аналитический сигнал на выходе
zBax(t) = Ee“«<K(m, /) =	"1пШ),	(10.32)
откуда следует
sBbtx (0 = RezBbIX (t)=E cos Гео (t — т0) — totm sin Qt\.	(10.33)
Получилось фазомодулированное колебание с индексом модуляции т —
— сотт и со спектром, аналогичным выражению (3.31). Таким образом, коэф¬
фициенты ряда Фурье для функции К (/со, /) в данном примере совпадают
с бесселевыми функциями Jn (сотт) (см. § 3.6).
10.5.	ПРИНЦИП ПАРАМЕТРИЧЕСКОГО УСИЛЕНИЯ
СИГНАЛОВ
В § 10.1 было показано, что по отношению к сигналу, малому по сравне¬
нию с управляющим колебанием, нелинейная емкость вместе с генератором
накачки может быть замещена линейной, изменяющейся во времени емко¬
стью. Отвлекаясь от способа осуществления модуляции емкости (или индук¬
тивности), можно говорить об обмене энергией между источником сигнала и
энергоемким параметрическим элементом.
Наглядным примером обмена энергией при изменении емкости являет¬
ся хорошо известная модель с механическим раздвижением пластин заряжен¬
ного конденсатора. Пондеромоторная сила электрического поля конденса¬
тора стремится сблизить пластины (независимо от полярности напряжения);
следовательно, для их раздвижения, т. е. для уменьшения емкости, необхо¬
димо произвести работу, которая увеличивает запас энергии конденсатора.
При сближении пластин, наоборот, часть энергии поля конденсатора преоб¬
разуется в механическую энергию.
Рассмотрим конденсатор (варикап), емкость которого С (/) с помощью
управляющего напряжения изменяется по скачкообразному закону, пред¬
ставленному на рис. 10.8. Допустим, что подобный конденсатор включен в
высокодобротный контур, возбуждаемый сигналом е (t) — Е cos со/, частота
которого (и совпадает с резонансной частотой контура сор = iiVlc0
[С0 — среднее значение С (/)1, а последняя вдвое меньше частоты изменения
C(t).
Напряжение на конденсаторе uc (/), близкое к гармоническому, показа¬
но на нижней части рис. 10.8. Фаза изменения С (t) подобрана с таким рас¬
четом, чтобы уменьшение емкости происходило в моменты перехода «с (О
314

через амплитудные значения, а увеличение — в
моменты прохождения через нуль. В моменты
спада С (t) напряжение ис (t) получает прира¬
щение (см. рис. 10.8), поскольку заряд конден¬
сатора не может мгновенно измениться.
Это означает, что энергия электрического
поля в конденсаторе периодически получает при¬
ращение, а это эквивалентно увеличению сред¬
ней мощности сигнала.
Если прирост энергии, обусловленный од¬
ним скачком (вниз) емкости С (t), не превы¬
шает расхода энергии за время Т, то парамет¬
рическая цепь устойчива, в противном случае
возникает параметрическое возбуждение колеба¬
ний. Таким образом, регулируя относительную
величину А С!С0, т. е. глубину модуляции пара¬
метра С, можно осуществить как параметри¬
ческое усиление сигнала, так и параметричес¬
кую генерацию.
Реализация скачкообразного изменения С (t) связана с техническими
трудностями и в практике не применяется. Значительно проще модулиро¬
вать емкость по гармоническому закону. Необходимо лишь соблюдать основ¬
ной принцип: уменьшать емкость в области максимальных значений заряда
(напряжения) конденсатора и увеличивать в области минимальных значе¬
ний.
Дополнительная мощность сигнала поставляется («накачивается») гене¬
ратором напряжения, управляющего значением С (t). В связи с этим его
часто называют генератором накачки, а управляющее колебание — напря¬
жением накачки.
Управляющее колебание наряду с обозначением еу (t) = Еу cos (соу/ +
+ у) в дальнейшем часто будет записываться в форме ен (t) — Е„ cos х
• Х(со J+y).
Способ получения периодически изменяющейся емкости поясняется схе¬
мой на рис. 10.9, а. К нелинейной емкости Снл подводится управляющее на¬
пряжение накачки еИ = Е„ cos (<он< + у), наложенное на постоянное напря¬
жение Е0. Фильтр 0j преграждает путь току частоты сон в цепь источника
сигнала, а фильтр Ф2 — току частоты сигнала со (и близких к со частот) в
цепь накачки.
Наложим условие Е <£ Ен. Тогда, как указано в § 10.1, можно пренеб¬
речь изменением емкости цод действием сигнала и считать, что закон измене¬
ния емкости определяется одним лишь управляющим напряжением. Основы¬
ваясь на формуле (10.5"), примем
С (t) zzC0 [ 1 —т cos (со„ t у)] — С0 —АС cos (со,, t у), m«l, (10.34)
Рис. 10.8. Увеличение амп¬
литуды напряжения иа кон¬
денсаторе в моменты скач¬
кообразного уменьшения
емкости
Рис. 10.9. Воздействие на нелинейную емкость напряжений накачки и сигнала (а)
схема замещения для слабого сигнала (б)
и
315

где
А С = тС0;	(10.35)
V — начальная фаза.
На рис. 10.9, б представлена эквивалентная линейная параметрическая
схема, на которой цепь накачки не показана.
Определим полный ток через емкость С (/) с помощью общего выражения
(10.7):
i (/) - [С0— АС cos (Ан I 4 у)] [—со£ sin ьй\ 4 Е cos	АС sin (сон 1 - \- у) -■=
— соСо Е sin tot 4 */2 (сон 4 о)) ACC sin [(to^ 4 (o) t 4 у ] 4
+ V2K — w)ACC sin[(toH—co][ + y).	(10.36)
Частота ©H + со 3© в полосу прозрачности фильтра Фг не попадает;
следовательно, ток в цепи источника сигнала является суммой двух токов:
на частоте со и на комбинационной частоте со,, — со, близкой к со (поскольку,
со„ » 2со). Первый из этих токов, сдвинутый по фазе относительно е (t) —
~ Е cos соt на угол 90°, не может создавать активную проводимость — ни
положительную, ни отрицательную. С точки зрения получения эффекта
усиления интерес представляет комбинационное колебание разностной часто¬
ты сон — со, особенно в частном случае со„ = 2со. При этом ток на частоте со
г'юн(0 —- la (/)= 4 1/г (тн — CO) AC£sin[(ooH — со) t Д-у] — 41/г®АСЕ УС.
X sin (cof 4 у) = 1/2и>АСЕ cos [со( 4 у —п/2].	(10.37)
Амплитуда этого тока /ш = V2 соАСЕ.
При ЭДС источника е (t) — Е cos со( и токе /«(/), определяемом выраже¬
нием (10.37), отдаваемая источником мощность
П Я/0)	( я \	1	FJ .	„ Е*
= —COS j^yсоАС —sin у =G3K — ,
где символом
(t)AC / it \	/ло)С()	•	. * л оо\
Оэк = —^-cos(y	s'nY	(10-38)
обозначена эквивалентная активная проводимость, учитывающая расход
мощности источника сигнала.
Таким образом, приходим к схеме замещения (рис. 10.10, б), соответ¬
ствующей параметрической цепи, показанной на рис. 10.10, а. Комбинаци¬
онная частота сон 4 со = Зсо в этой схеме не учитывается, а частота сон — со
совпадает с частотой со. В результате по отношению к источнику сигнала пара¬
метрическая схема (см.рис. 10.10,а) приводится к схеме постоянными парамет¬
рами. Периодическое изменение С (t) с частотой сон=2со приводит лишь к поя¬
влению активной проводимости Ояк, шунтирующей постоянную емкость С0.
Рассмотрим три следующих характерных режима: у =0, л '2 и —я/2
(рис. 10.11). В первом случае (у = 0) С (/) модулируется таким образом, что
„ тыС0 .
e(t)
2 swy
) i(t)
7
) A
= C0 Г
ы=ын/2
-
со	б)
Рис. 10.10. Параметрическая емкостная цепь (а) и схема замещения для сигнала с ча¬
стотой, вдвое меньшей частоты накачки (б)
316

Рис. 10.11. Напряжение на емкости и
законы ее изменения при различных на¬
чальных фазах
\ Lq
5)
Рис. 10.12. Параметрическая индуктив¬
ная цепь (а) и схема замещения сигна¬
ла с частотой, вдвое меньшей частоты
накачки (б)
изменение запаса энергии в емкости за период колебания Гьт — 2я/<о„
(а также за период Та = 2л/со) равно нулю. При этом G3K = 0.
Во втором случае (у = я/2) максимальная скорость нарастания С (t)
имеет место в моменты, когда напряжение проходит через максимумы; при
этом часть энергии, запасенной в емкости, переходит в устройство, изменяю¬
щее емкость. По отношению к источнику ЭДС это равносильно шунтирова¬
нию постоянной емкости С0 положительной активной проводимостью G3K —
= (ml2) соС„.
Наконец, в третьем случае, при у — — л/2, когда С (t) убывает в обла¬
сти е (t) — Е и нарастает в области е (t) — 0, активная проводимость отри¬
цательна; G3k = — (ml2) соС0.
Этот результат согласуется с результатами приведенного выше качест¬
венного рассмотрения принципа параметрического усиления. Отрицатель¬
ная проводимость G3K учитывает приток энергии от генератора накачки в
цець, содержащую С (О-В данном примере с электронно-управляемой ем¬
костью прирост энергии, запасаемой в емкости, происходит за счет работы,
совершаемой генератором накачки при уменьшении емкости (преодоление
сил электрического поля при движении электронов и дырок через потенци¬
альный барьер в области запирающего слоя).4
Результаты, аналогичные полученным выше для С (t), нетрудно вывес¬
ти также и для периодически изменяющейся индуктивности L (t).
Исходя из схемы рис. 10.12, а при изменении индуктивности по закону
L (t) = L0 [1 + m cos (соat + у))	(10.39)
находим ток с помощью соотношения (10.11) (при m 41 1)
i (t) — —— Г е (t) dt  			 Е sin соt «
Ц1) J	(о£„ [I-l-m cos (гон/ + у)]
E	( 1
^ 	f 1 -— m cos (ooH t y)l sin —		sin соt —
<oLn	( coLq
	r—j— sin [(co + coH) t + y]—-2- sin f(co —coH) t y]|.
2mL(,	2co Z-o	J
317

При сон =- 2 со ток на частоте со
е £
t
t
Первое слагаемое никак не влияет на
расход мощности, а второе, сдвинутое относи¬
тельно ЭДС сигнала на угол л/2 — у, опре¬
деляет расход мощности
itо (t) — Е	sin wt -)- Е —-— sin (ш/ ф-
2(0 JL 0
4- у) = Е	sin (at 4- Е —-— cos X
(i)L0	2 (о La
Рис. 10.13. Напряжение и ток
в катушке, индуктивность ко¬
торой убывает при наиболь¬
ших значениях тока
т Ег
2а) Z-o 2
COS
где
т
2ш £0
Sin у
- эквивалентная активная проводимость.
Таким образом, при сои — 2со получается схема замещения, изображен¬
ная на рис. 10.12, б. Фазовые соотношения между e(t) =-- Е cos (at, i (t) —
= (E'(aLg) sin (at и индуктивностью L (t), изменяющейся по закону (10.39),
видны из рис. 10.13, построенного для у — — л/2. В данном случае проводи¬
мость G3k отрицательна (— m/2coL0), если при прохождении тока i (t) через
амплитудные значения L (t) убывает, а при прохождении его через нуль Z.(0
возрастает. Энергия вводится в цепь за счет работы, совершаемой устройст¬
вом накачки при уменьшении индуктивности, обтекаемой током (преодоле¬
ние сил магнитного поля, стремящихся сблизить витки и увеличить индук¬
тивность катушки).
Из предыдущего параграфа следует, что введением в колебательный
контур переменной емкости или индуктивности можно при соответствующем
законе изменения параметра осуществлять усиление колебаний. Простей¬
шая схема одноконтурного параметрического усилителя с переменной ем¬
костью изображена на рис. 10.14, а. Нелинейная емкость Снл находится под
воздействием двух напряжений: сигнального с частотой со и накачки с час¬
тотой СО,,.
Разделительные конденсаторы Ср защищают генератор накачки и ис¬
точник сигнала от постоянного напряжения Е0, используемого для установ¬
ления рабочей точки на вольт-фарадной характеристике варикапа. Блоки¬
ровочный дроссель Тбл преграждает путь в цепь источника Е„ токам высокой
частоты со и сон.
Рассмотрим сначала режим работы усилителя при точном соблюдении
условия ш =• сон/2. В этом, так называемом синхронном режиме комбина¬
ционная частота сон — со совпадает с частотой со, так что в контуре сущест¬
вует ток только на частоте со. Схема замещения для синхронного режима
10.6.	ОДНОКОНТУРНЫЙ ПАРАМЕТРИЧЕСКИЙ
УСИЛИТЕЛЬ
318

Рис. 10.14. Одноконтурный параметрический усилитель (а) и схема замещения (б)
представлена на рис. 10.14, б для случая у = — л/2, соответствующего от¬
рицательной вещественной проводимости G3K. Символом С„ обозначена сум¬
ма емкости конденсатора контура Ск и средней емкости варикапа (соответ¬
ствующей постоянному напряжению Е0).
Для упрощения анализа источник ЭДС сигнала е (t), включенный в
контур последовательно, заменен на рис. 10.15 генератором тока, подклю¬
ченным параллельно контуру и шунтированным внутренней проводимо¬
стью G. Проводимость нагрузки GH включает в себя также проводимость,
учитывающую потери мощности в элементах контура. Шунтирование про¬
водимости нагрузки GH отрицательной проводимостью G3K — (соАС/2) х
х sin у— —соДС/2 = —т со С0/2 уменьшает суммарную проводимость и таким
образом повышает добротность контура. Получается эффект усиления.
Составим выражение для коэффициента усиления в виде отношения
мощности сигнала на выходе усилителя к максимальной мощности, которую
можно получить при отсутствии параметрической модуляции. Как извест¬
но, максимум мощности, выделяемой в проводимости нагрузки (при отсут¬
ствии усиления), достигается при GH = G,-. При этом мощность сигнала
р =J	'±_ =_L_ii_
2	40„	2	4Gt
(/ — амплитуда тока генератора).
При подключении дополнительной проводимости G3k напряжение на
выходе будет Е = I (Gj + Gn 4 Grili) -- 1/(2G„ t G4K), а мощность, выделя¬
емая в проводимости нагрузки,
P; = ±-E(EG„)
— G £2 _j_ g 	JL_i!	i
2	"	2	" (2G„+-0BK)* ~ 2 40,, (I rGaK/2GH)2 '
Отсюда коэффициент усиления мощности
Кр = Ps !Ps= 1/(1 +GaK/2G„)*.	(10.40)
Напомним, что Gai( — отрицательная величина.
Из этого выражения непосредственно вытекает условие устойчивости
параметрического усилителя (в синхронном режиме)
| G3K| <2GH или m(oC0/2<2GH, (10.41)
откуда критическое значение коэффи¬
циента параметрической модуляции
ткр - 2 (2GH/coC0) = 2/Q3K.	(10.42)
где Q.m — добротность контура с учетом
С,- и GH --- Gj.
Заметим, что при G3K — — GH,
т. е. когда параметрическая модуляция
Рис. 10.15. Одноконтурный пара¬
метрический усилитель (к схеме
на рис. 10.14, а)
319

компенсирует потери только в G,,, усиление по мощности равно всего лишь
четырем.
На практике при усилении реального сигнала, фаза которого не извест¬
на, а частота может изменяться в некоторой полосе, соблюдение условий син¬
хронного режима невозможно. Пусть частота сигнала со будет не точно
сон/2, а со = со„/2 4- й, где й — небольшое отклонение, не выходящее из
полосы прозрачности колебательного контура. Тогда комбинационная часто¬
та будет со„ — со = сон = (сон/2 -f й) = сон/2 — Й. При этом в полосе
пропускания контура оказываются два колебания: одно с частотой сон/24й
(полезный сигнал) и другое с частотой сон/2 — Q (комбинационная частота).
Соотношение между амплитудами указанных двух колебаний зависит от
глубины модуляции емкости т и величины Q. Подробный анализ, который
здесь не приводится, показывает, что при значениях т, близких к критическо¬
му [см. (10.42), и относительно малой расстройке й амплитуды обоих колеба¬
ний примерно одинаковы. Возникают биения и связанные с этим последст¬
вия (пульсация амплитуды и изменения фазы результирующего колебания).
Можно, правда, показать, что даже при расхождении частот со и сон-2 сред¬
няя за период биений мощность колебаний больше,чем при отсутствии пара¬
метрического воздействия, т. е. что и в этом, так называемом бигармоническом,
режиме имеет место усиление сигнала. Однако подобный режим работы
усилителя не всегда приемлем.
От недостатков, присущих одноконтурному параметрическому усили¬
телю, свободна схема, рассматриваемая в следующем параграфе.
Принципиальная схема двухчастотного или, как его часто называют,
двухконтурного усилителя изображена на рис. 10.16. Первый, сигнальный,
контур настраивается на центральную частоту спектра сигнала (резонанс¬
ная частота сор, л* %), а второй, «холостой», контур — на частоту <ор2, до¬
статочно сильно отличающуюся от сор).
Частота накачки выбирается из условия
При выборе частоты сор2 исходят из условия, что частота сигнала <ох
находится вне полосы прозрачности вспомогательного контура. Но комбина¬
ционная частота со2 = со,, — шх должна находиться вне рабочей полосы сиг¬
нального контура.
При выполнении этих условий на сигнальном контуре будет существо¬
вать лишь одно напряжение частоты (Oj, а на вспомогательном контуре —
частоты со2. Считая амплитуды Ег и £2 этих напряжений малыми по сравне¬
нию с £„, можно заменить нелинейную емкость Снл, совместно с генератором
накачки, линейной параметрической емкостью С (/), изменяющейся с часто¬
той сон, как это было сделано в § 10.5. Тогда под воздействием напряжения
10.7.	ДВУХКОНГУРНЫИ ПАРАМЕТРИЧЕСКИЙ
УСИЛИТЕЛЬ
4V wpi HV-
(10.43)
C(t), ы„
Рис. 10.16. Двухчастотный параметрический усилитель
320

сигнала ег (t) = £, cos (coj? 4 0,) в цепи переменной емкости С (t) = С0 —
— АС cos (coHf + 0Н) возникает (помимо других составляющих, не
представляющих в данном случае интереса) ток
Ц,- о-, (t) = /cos (t) = x/2 К—со,) АC£, sin [(coH t 4 0H —(®i t 4 0,)] =
= 1/a co2 AC£, sin [co214 (0H—0,)] — /м2 sin [co21 4 (0H — Gj)]	(10.44)
[cm. 10.36)]. Здесь /Ws = V2 to2 ACC,.
На сопротивлении холостого контура Z2 (i'co2) — Z2 (co2) ei(l>z ток i,Uj (/)
создает падение напряжения
/м, Z2 (io2) sin (to21 4 0H—0i 4 фг) = l/a to2 ACZ2 (to2) £, X
X sin (a),i+0„- 0, 4 фг).
Эквивалентную ЭДС, воздействующую на емкость С (0, запишем, как
и в § 8.16 [см. (8.99)1, в форме
е2 (t) — Е2 cos (со214 02) — — х/2 со2 &CZ2 (со2) С, sin (со214 0Н —0i 4 ф2) —
—	Е2 cos [со2 /4 0„—0, 4 ф2 4- я/2],
где Ег = 1/2 со., ACZ2 (со2) £,.
Комбинационный ток 4>н-<о2 (/), обусловленный этой ЭДС, по аналогии
с выражением (10.44) будет
Ц,-*, (/) = 4, (0 = 1Л К — со2) ДСС2 sin [К — со2) / 40ц —
—	(0Н —014 Фг 4 л/2)] = V2 со, ДСС2 sin (со, 14 0,—срг—я/2) =
= —1/jO)1AC£scos(o)1/401—срг).	(10.45)
Заметим, что фаза накачки 0Н и частота сон в выражении (10.45) отсутствуют.
С учетом приведенного выше соотношения для Е2 последнее равенство
можно записать в форме
4,	(0 = — (ДС/2)2 со, со„ Z2 (со2) £, cos (со, /40,- ф2).
Как видим, по отношению к сигнальному контуру нелинейная емкость
Сн л вместе с генератором накачки и холостым контуром может быть замеще¬
на проводимостью, учитывающей найденный ток /*>, (/).
Комплексная амплитуда этого тока
lw, = —(ДС/2)2 со, со2 Z, (со2) е ~“Pz Е1ет‘■
Комплексная амплитуда напряжения cr, (/) = £, cos (со,/ 4 0,) на сиг¬
нальном контуре Е, — С, е‘е«. Следовательно, проводимость, шунти¬
рующая сигнальный контур, будет
(ко,) =	-у- ] со, со, Z2 (со,) е “,4>z =
= —	со, со, Z*2 (lto2) ——СО, со2 Z2 (t'co2),	(10.46)
где Z2(iw,) = Z2(io,)e~“Pz —функция комплексно-сопряженная функции
Z2(i'co2).
Для резонанса, когда со, » шр, и , следовательно, со2 = сор2, сопротив¬
ление вспомогательного контура будет RH2 ~ l/GH2 и формула (10.46) при¬
нимает вид
GiA («ip,) = — (mC0/2)2 со, со2 Rn2.
(10.47)
II Зак. 1326
321

На схеме замещения, представленной на рис. 10.17, элементы, располо¬
женные слева от штриховой линии, соответствуют сигнальному контуру уси¬
лителя, а справа — нелинейной емкости вместе со вспомогательным конту¬
ром. Полученная схема по существу совпадает со схемой одноконтурного уси¬
лителя (см. рис. 10.15). Различие лишь в способе определения эквивалент¬
ной отрицательной проводимости.
Подробности, связанные с определением комбинационных колебаний
to,н	^ (0 и 1(он_(й2 (0. приведены с целью привлечения внимания к следую¬
щим преимуществам двухконтурного усилителя:
а)	эквивалентная отрицательная проводимость, а следовательно, и уси¬
ление мощности не зависят от фазы напряжения накачки -,
б)	не требуется соблюдение определенного соотношения между часто¬
тами а>, и а>„.
Оба эти свойства двухконтурного усилителя объясняются тем, что пол¬
ная фаза комбинационного тока	в выражении (10.45), определяю¬
щая характер эквивалентной проводимости G3K, по существу является раз¬
ностью фаз напряжений накачки а„ (t) и е% (t). Первая из них имеет вид
((o„f -+- 0Н), а вторая (соа/ + 0Н — 0,) (без учета ф2 и я'2). При образо¬
вании разности 0Н выпадает, а разностная частота шн — со2 в любом случае
совпадает с частотой сигнала (поскольку ш2 = ын — ар).
Коэффициент усиления двухконтурного усилителя при резонансной
частоте (со, — о>р1) можно определить из выражения, аналогичного форму¬
ле (10.40):
Кр — 1/(1 -t-G3K/2GHi)2.	(10.48)
где G3k вычисляется по формуле (10.46), a Gm — проводимость нагрузки
сигнального контура.
При отклонении частоты сигнала со, от резонансной частоты шр1 и соот¬
ветственно частоты а>2 от а>р2 модуль сопротивления Z (ia>2) уменьшается,
что приводит к уменьшению модуля Ga„ и, следовательно, коэффициента
усиления мощности.
Основываясь на выражении (10.46), можно вычислить АЧХ и полосу
пропускания двухконтурного усилителя.
Условие устойчивости усилителя в данном случае можно записать в
форме
| G3K1 - (тС0/2)2 (о, <о2 /?н2 < 2GHI
или
т < 2 V2 VGjR„% opopCg.
Рассмотрим энергетический баланс в двухчастогном усилителе в зави¬
симости от соотношения частот со, и w2. Пусть заданы частота ар и мощность
Р3 сигнала на входе усилителя. Так как с повышением вспомогательной час¬
тоты со2 модуль отрицательной величины G3K увеличивается [см. (10.46)],
то и Кр также растет [см. (10.48)1. Мощность сигнала на выходе усилителя
Ло, — Кр Ps-
Для определения требуемой мощности генератора накачки Рсон, а так¬
же мощности РШг, выделяемой во вспомогательном контуре, воспользуем¬
ся теоремой Мэнли-Роу. На основании выражения (7.104') можно записать
следующие соотношения:
п 	 ш2
1 со
со,
Р со
4»
я**-
Рщ —=РСО, Ч* РCrtj.
322

(Знак минус в последнем выражении опущен, так как очевидно, что эта мощ¬
ность отбирается от генератора накачки.) Соотношение мощностей PSf
Ра,, Р<о, и Р»н иллюстрируется рис. 10.18. Из этого рисунка видно, что при
со, > coj на вспомогательном контуре выделяема мощность, большая, чем
на сигнальном. Таким образом, хотя с повышением частоты со2 мощность
Рo)j и растет, распределение мощности, отбираемой от генератора накачки,
изменяется в пользу частоты ш2. Несмотря на это, часто работают в режиме
со, > coj, так как при усилении слабого сигнала основное значение имеет
не степень использования мощности Ры , а отношение мощности Ра) к Ря
т. е. /Ср.
Для иллюстрации количественных соотношений в двухчастотном пара¬
метрическом усилителе приведем следующий пример.
Пусть требуется осуществить усиление сигнала на частоте /, = 30 МГц
при ширине спектра 2Д/„ = 100 кГц.
Исходные данные первого (сигнального) контура: характеристическое
сопротивление pj — 100 Ом; внутреннее сопротивление источника сигнала,
шунтирующее контур, /?,■ = 5 кОм; сопротивление нагрузки /?н1 =
— 5 кОм.
Исходные данные второго (холостого) контура: резонансная частота
/р2 =■ 60 МГц; характеристическое сопротивление р2 = 50 Ом: сопротивле¬
ние нагрузки /?„2 = 5 кОм.
Прежде чем вычислять требуемую вариацию емкости варикапа, найдем
предельную величину проводимости GaK, которую можно подключать к сиг¬
нальному контуру при заданной ширине спектра сигнала 2Д/0.
Максимальная добротность сигнального контура (при шунтировании
отрицательной проводимостью), очевидно, не должна превышать
<?, < /, /2Д/0 = 30 • 10е/100 • 103 = 300.
При pj = 100 Ом результирующая проводимость, шунтирующая первый
контур, должна быть не менее
G,- -Т GH, -f GaK	1/pi Qi,
откуда
GaK> 1/p, Q, -(Gj+Gh,) = 1/p, Qi —2GHl = —367 • 10-« Cm.
Подставляя значения G3K. w„ co2 и RH2 в формулу (10.47), находим
mC„ 2 = ДС/2 « K|G3K|/o),(o,Rh2 « 3- 10-'г ф,
откуда
ДС = 6-10-14Ф=6пФ
Требуемое значение ДС можно реализовать с помощью обычного вари¬
капа. Существующие в настоящее время варикапы допускают, например,
изменение емкости до 30 пФ.
	.	.		.	1
<!
II
V»
II
	itsL_
;ф
Рис. 10.17. Схема замещения двухкон¬
турного параметрического усилителя
Рис. 10.18. Соотношение мощностей на
различных частотах в двухкоитурном па¬
раметрическом усилителе
| Е*
323

Коэффициент усиления мощности вычислим по формуле (10.48):
367-10-“
2-200-10-“
147.
В заключение отметим основные преимущества и недостатки парамет¬
рического усилителя.
Важным преимуществом параметрического усилителя является относи¬
тельно низкий уровень шумов по сравнению.с транзисторными или ламповы¬
ми усилителями. В § 7.3 отмечалось, что главным источником шумов в тран¬
зисторном и ламповом усилителях является дробовой эффект, обусловлен¬
ный хаотическим переносом дискретных зарядов электронов и дырок
(в транзисторе). В параметрическом усилителе аналогичный эффект имеет
место в приборе, осуществляющем модуляцию параметра. Например, изме¬
нение емкости варикапа происходит за счет перемещений электронов и ды¬
рок. Однако интенсивность потока носителей электричества в варикапе во
много раз меньше, чем в транзисторе или лампе. В последних интенсивность
потока определяет непосредственно мощность полезного сигнала, выделяе¬
мого в цепи нагрузки, а в варикапе — всего лишь эффект модуляции пара¬
метра. Ослабление влияния дробового эффекта столь значительно, что в пара¬
метрическом усилителе уровень шумов определяется в основном тепловыми
шумами. В связи с этим часто применяют охлаждение параметрического дио¬
да до 5 ... 10 К.
Недостатком параметрического усилителя является сложность развяз¬
ки цепей накачки и сигнала.
В схеме, представленной на рисунке 10.14, а, характерной для парамет¬
рических усилителей метрового диапазона, развязка осуществляется с по¬
мощью разделительных конденсаторов и блокировочных дросселей. В диа¬
пазоне СВЧ, на которых особенно широко применяются параметрические
усилители, приходится прибегать к весьма сложным конструкциям, сочета¬
ющим в одном узле двух частотную колебательную цепь в виде полых резо¬
наторов, варикап и специальные элементы развязки (циркулятор, направ¬
ленный ответвитель, поглотитель, заградительный фильтр). Эти вопросы рас¬
сматриваются в специальных курсах.
10.8.	ПАРАМЕТРИЧЕСКОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ
КОЛЕБАНИЙ
Из материала предыдущих параграфов следует, что параметрический
усилитель, в котором глубина модуляции т нелинейной емкости или индук¬
тивности доводится до значения, превышающего некоторое критическое
ткр, превращается в генератор. Подобные генераторы называются п а р а-
метронами. Простейший параметрон представляет собой колебатель¬
ный контур, один из элементов которого — нелинейная емкость или индук¬
тивность — подвергается периодическому изменению во времени с помощью
генератора накачки.
Можно наметить следующую картину возникновения и нарастания коле¬
бания в параметрическом генераторе. Пусть закон изменения емкости ва¬
рикапа определяется выражением
С (/) = С0/(1 + т sin	(10.49)
где частота накачки ми — 2(ор; шр — резонансная частота колебательного
контура.
324

Если т > ткр (неустойчивая система) при запуске генератора накач¬
ки в контуре возникает колебание с частотой сор = сон/2 и начальной фазой
О или я (по отношению к фазе накачки).
При отсутствии внешнего воздействия, т. е. в режиме свободного колеба¬
ния, фаза (0 или я), а также амплитуда возникающего колебания являются
случайными величинами, зависящими от фазы и амплитуды шумового на¬
пряжения еш (t) в контуре.
Для выявления процесса нарастания амплитуды колебания обратимся
к рассмотрению свойств простого колебательного контура, емкость которо¬
го изменяется по закону (10.49) при L = const и г — const.
В режиме свободного колебания дифференциальное уравнение для тока
в контуре будет
di (t)
dt
+(0 +
1
C(t)
dt = 0.
Переходя от тока i к заряду q и учитывая выражение (10.49), получаем
d2 q , г dq
dt3
L dt
(l+ш sin ми t) q
LCo	4
(10.50)
Величина 1/LC0 == cop определяет резонансную частоту контура в отсутст¬
вие модуляции емкости, т. е. при т = 0.
Таким образом, уравнение (10.50) можно записать в форме
d3 д
■ 2а„
dq
dt3 1 ~dt + “р(1 +m sin “и 0 Я = о.
(10.51)
где ак = r!2L.
Основываясь на допущении высокой добротности контура (Q = юр/
I2ak 1), мы вправе искать решение уравнения (10.51) в виде колебания
с частотой (ор и медленно меняющейся амплитудой
q(t)=--A0 е^соз(о) ( +■£),
(10.52)
где р—показатель, зависящий от параметров контура и модуляции емкости:
Заметим, что при Q 1 можно, как и для контура с постоянной ем¬
костью, считать
q (t) = С0 ес (t) = С0 Ес, cos (сор t + £).
(10.52')
Подстановкой (10.52') в (10.51) можно определить как р, так и началь¬
ную фазу однако задачу можно еще более упростить, поскольку нас
интересует режим заведомой неустойчивости решения q (t), при котором соб¬
ственное колебание в контуре возрастает за счет энергии, отбираемой от ге¬
нератора накачки. Это возможно, если напряжение ес (t) на емкости сфази-
ровано относительно функции С (t) так, как это показано на рис. 10.19;
начальная фаза может быть либо 1 = 0 (сплошная линия), либо | = я.
Подставив в (10.51) q = А0 cos ир(, после несложных преобразова¬
ний придем к следующему результату:
р = — Шр— ак,
(10.53)
q (t) = А0 e(OT<1V4 якЕ cos сор t.
(1.0.54)
325

Для нарастания амплитуды должно выполняться условие
/жор/4>ак или т > 4ак/шр ~2/Q~2d.
Этот результат совпадает с определением критического значения т в
§ 10.6 [см. (10.42)].
Механизм ограничения амплитуды при параметрическом возбуждении
обусловлен заходом амплитуды колебаний на нелинейные участки характе¬
ристик емкости или индуктивности. При этом изменяются средние значе¬
ния С (t) или L (/), а следовательно, и средняя резонансная частота конту¬
ра. Расстройка контура относительно частоты шн/2 ухудшает условия преоб¬
разования энергии накачки и приводит к ограничению амплитуды.
В настоящее время принцип параметрического возбуждения колебаний
используется в специальных генераторах (параметронах), применяемых в
различных устройствах для обработки дискретной информации. Это объяс¬
няется главной особенностью параметрического возбуждения — двузнач¬
ностью фазы генерируемых колебаний. Так как установление фазы ср или
Ф + л зависит от начальных условий, то, задавая в момент запуска генера¬
тора начальную фазу с помощью сигнала, можно получить одно из двух ус¬
тойчивых состояний генератора, соответствующих двум знакам двоичного
кода (например, фазе ф условно приписывается нуль, а фазе ф + л — еди¬
ница).
В емкостном параметроне (рис. 10.20, а) в качестве переменной емко¬
сти используются два полупроводниковых диода, а индуктивностью контура
служит первичная обмотка высокочастотного трансформатора. Напряжение
накачки е„ (/) с частотой со„, вдвое превышающей резонансную частоту кон¬
тура, подается на диоды синфазно, благодаря чему емкости диодов уменьша¬
ются или увеличиваются одновременно и вместе с тем исключается прохожде¬
ние частоты шн на выход. Благодаря симметрии устраняется также прохож¬
дение колебаний частоты сон/2, возбуждаемых в контуре, в цепь накачки. По¬
ложение рабочей точки на характеристиках р — п — переходов задается
постоянным напряжением смещения.
Рис. 10.19. Модуляция емкости и воз¬
можные фазы генерируемого колебания
(0 — сплошная, я — штриховая линии)
Рис. 10.20. Емкостной (а) и индуктив¬
ный (б) параметроны
326

В индуктивном параметроне (рис. 10.20, б) контур состоит из постоян¬
ной емкости и катушек LIV насаженных на ферритовые сердечники, магнит¬
ная проницаемость которых периодически изменяется при пропускании то¬
ка накачки i„ (£) через катушки L„. Исходное положение рабочей точки на ха¬
рактеристике нелинейной индуктивности задается постоянным током, про¬
пускаемым через катушки LH. Встречное включение катушек LH на двух сер¬
дечниках устраняет прямое прохождение колебаний частоты сон на выход,
а также колебаний частоты сон/2 из контура в цепь накачки.
Следует отметить, что к параметрону термин «генератор» или «генериро¬
вание» может быть применен лишь условно. В отличие от любой электрон¬
ной автоколебательной системы или генератора с посторонним возбуждени¬
ем, в которых осуществляется преобразование энергии источника постоянно¬
го тока в энергию колебаний, в параметроне первичным источником энергии
является генератор накачки. Назначение параметрона, используемого в ка¬
честве реле с двумя устойчивыми состояниями, не в получении колебаний, а в
«запоминании» фазы сигнала.
В связи с таким информационным назначением параметрона основное
значение приобретает его быстродействие, от которого зависит и быстродей¬
ствие устройства, работающего на параметронах. Необходимо по возможно¬
сти повысить скорость нарастания амплитуды при каждом запуске парамет¬
рона.
Так как в соответствии с формулами (10.52) и (10.53) амплитуда напря¬
жения на контуре нарастает по закону
£(0 = £coe(mV4-"K)‘,
где через Ес0 обозначена начальная амплитуда (т. е. амплитуда сигнала,
фазу которого требуется запомнить), то время, необходимое для достижения
стационарной амплитуды ЕСт, можно определить выражением
ln-§g-=(^-a„)/тах = (т-2d)	,
откуда
\
*raax = (ln^)/(m_2d)T/p-
Приведем следующий пример. Пусть на частоте /р = 36 МГц (промежу¬
точная частота приемника СВЧ) при добротности колебательного контура
Q х 50 (d = 0,02) требуется обеспечить отношение ЕСт/ЕСв х 10е (ам¬
плитуда запускающего радиоимпульса ~ 1 мкВ, стационарная амплитуда
~ 1 В).
Средняя емкость контура, включая варикап, ~15пФ, ДС х 2 пФ, так
что коэффициент модуляции емкости
m = АС/С0 х 0,13.
Находим
/шах ~ 1п 10е
(0,13— 2 -0,02) ~ -36 -10е
2,7 мкс.
327

Это соответствует примерно 194 периодам напряжения накачки (при /„ =
= 2/р = 72 МГц).
Возможности увеличения параметра т и амплитуды ЕСо весьма ограни¬
чены. Поэтому основным путем увеличения быстродействия является повы¬
шение частоты /р.
В настоящее время непрерывно повышаются рабочие частоты парамет¬
ронов и разрабатываются новые электронные и иные приборы, позволяющие
осуществлять параметроны в диапазоне СВЧ.
Приведенные в данном параграфе соображения ограничены случаем
возбуждения колебания с частотой /р = /„/2. Более детальный анализ яв¬
лений в контуре с периодической (гармонической) накачкой, основанный на
теории дифференциального уравнения Матье1, указывает на возможность
возбуждения также колебаний с частотами / = (п/2)/н> я = 1, 2, 3 ....
10.9.	СОПОСТАВЛЕНИЕ ПАРАМЕТРИЧЕСКИХ
И НЕЛИНЕЙНЫХ ПРЕОБРАЗОВАНИЙ СИГНАЛОВ
Некоторые из нелинейных преобразований, рассмотренных в гл. 8,
можно трактовать н как параметрические. Например, преобразование час¬
тоты, основанное на взаимодействии сигнала и гетеродинного колебания в
нелинейном резистивном элементе (см. § 8.11), можно рассматривать как пре¬
образование слабого сигнала в линейном элементе с переменным парамет¬
ром-крутизной вольт-амперной характеристики, управляемой гетеродин¬
ным колебанием. То же относится к синхронному детектированию (см. §8.12).
В § 8.13 рассматривался способ получения AM колебания, основанный на
изменении амплитуды импульсов тока в сугубо нелинейном резонансном уси¬
лителе, работающем с отсечкой тока. Однако изменение амплитуды импуль¬
сов при неизменной амплитуде напряжения на входе есть не что иное, как
изменение средней крутизны Зср вольт-амперной характеристики усилите¬
ля, а следовательно, и изменение коэффициента усиления. По существу,
описанный способ модуляции сводится к пропусканию несущего колебания
через параметрический четырехполюсник. Таким образом, если отвлечься
от способа управления одним из параметров цепи, то модуляцию можно
трактовать как параметрический процесс.
Однако некоторые параметрические преобразования сигнала можно так¬
же трактовать как нелинейные. Так, параметрическое усиление сигнала с
с помощью варикапа можно трактовать как результаты взаимодействия сла¬
бого сигнала с напряжением накачки в нелинейной емкости. Подобный под¬
ход с использованием соотношений, вытекающих из теоремы Мэнли—Роу,
был применен в § 8.17.
Из приведенных примеров видна условность деления электронных цепей
на нелинейные и параметрические (линейные). При взаимодействии в нели¬
нейных цепях слабых сигналов с сильным управляющим колебанием обыч¬
но целесообразно говорить о параметрическом преобразовании слабого сиг¬
нала. При взаимодействии в тех же цепях сигналов с соизмеримыми уровня¬
ми более адекватна нелинейная трактовка.
Примерами строго линейных параметрических систем являются радио¬
электронные цепи, в которых элементы управляются электромеханиче¬
ским способом (например, конденсатор переменной емкости или вариометр,
вращаемые мотором, мембрана в электродинамическом микрофоне).
1 См. предыдущее издание настоящей книги.
328

Глава 11. ВОЗДЕЙСТВИЕ СЛУЧАЙНЫХ
КОЛЕБАНИЙ НА НЕЛИНЕЙНЫЕ
И ПАРАМЕТРИЧЕСКИЕ ЦЕПИ
11.1.	ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
При анализе помехоустойчивости радиосистем особенно часто прихо¬
дится рассматривать линейную сумму полезного сигнала s (t) и шумовой
помехи п (t)
у (0 = s (0 + п (t).	(11.1)
В этом случае помеха называется аддитивной, а у (t) — аддитив¬
ной смесью сигнала и шума. Примерами аддитивной помехи являются рас¬
смотренные в гл. 7 дробовый и тепловой шумы, возникающие в электронных
приборах и электрических цепях независимо от действующих в них сигна¬
лов.
Однако при передаче сигнала по реальному каналу связи помимо ад¬
дитивной помехи есть и другие факторы, которые искажают сигнал, напри¬
мер паразитные изменения во времени параметров цепей или любых других
элементов канала связи. В самом простом случае, когда эти изменения име¬
ют характер AM, сигнал на выходе канала связи можно представить в виде
sBHx(t)^K(t)s(t)+n(t).
В этом выражении п (t), как и в (11.1), — аддитивная помеха, а К (0 —
коэффициент, характеризующий мультипликативную помеху.
В реальных условиях механизм образования мультипликативной помехи бо¬
лее сложен и не всегда может быть сведен к простому перемножению помехи
и сигнала. Несмотря на это, под мультипликативной помехой обычно под¬
разумевают помеху, являющуюся результатом нежелательного изменения
параметров линейной системы, через которую передается сигнал.
В последующих параграфах данной главьк£начала изучается воздейст¬
вие гауссовского, в основном узкополосного шума на нелинейные устройства:
амплитудный и частотный детекторы, нелинейный усилитель и амплитудный
ограничитель. Затем в § 11.8, 11.9 рассматриваются воздействие случайных
процессов на параметрические цепи и влияние мультипликативной помехи на
передачу сигналов.
11.2.	ПРЕОБРАЗОВАНИЕ СЛУЧАЙНОГО
ПРОЦЕССА В БЕЗЫНЕРЦИОННЫХ
НЕЛИНЕЙНЫХ ЦЕПЯХ
Реальное нелинейное устройство представляет собой сочетание нелиней¬
ных безынерционных элементов с линейными инерционными электричес¬
кими цепями. Это очень усложняет определение статистических характерис¬
тик сигнала и шума на выходе всего устройства. Для линейных цепей прос¬
то определить корреляционную (или спектральную) функцию, но очень
сложно — закон распределения. В нелинейных же, но безынерционных
элементах, наоборот, основная трудность состоит в нахождении корреляци¬
онной функции. Поэтому общих методов анализа преобразования случайных
процессов в нелинейных устройствах не существует. Приходится ограничи¬
ваться некоторыми частными задачами, представляющими практический
329

интерес и поддающимися решению, а также прибегать к различным идеализа¬
циям характеристик изучаемой модели устройства.
Пусть на нелинейный элемент действует случайное колебание (напряже¬
ние, ток) с заданной плотностью вероятности р (.к). Требуется найти плот¬
ность вероятности р (у) выходной величины у. Связь между у и х определя¬
ется нелинейной зависимостью у = / (х), имеющей смысл, например, вольт-
амперной характеристики электронного, полупроводникового или иного ак¬
тивного элемента.
Если f (х) определяет однозначное соответствие между х и у в каждый
рассматриваемый момент независимо от значений х в предыдущие моменты
времени (безынерционный элемент), то плотность вероятности р (у) нахо¬
дится из очевидного соотношения
где х1г х2,... — значения входной величины х, соответствующие рассматри¬
ваемому значению у.
Если характеристика у — f (х) постоянна на некотором интервале изме¬
нения х, то выражение (11.3) следует дополнить слагаемым с дельта-функци¬
ей, учитывающим интегральную вероятность пребывания х ниже (или выше)
определенного уровня.
Нахождение р (у) проще всего пояснить на практических’ примерах.
Здесь мы ограничимся случаем, когда р (х) соответствует нормальному рас¬
пределению.
1. Воздействие гауссовского случайного процесса х (t) на элемент с сим¬
метричной квадратичной характеристикой (рис. 11.1). Показанную на
рис. 11.1 вольт-амперную характеристику можно реализовать, например,
с помощью двухтактного включения двух диодов с квадратичными характе¬
ристиками (рис. 11.2).
При полярности напряжения, обозначенной на рис. 11.2, ток, равный
аах2, проходит через диод VDпри противоположной полярности — через
диод VD2.
Р (У) dy = р (х) dx,
(П.2)
откуда с учетом неотрицательности р (х) и р (у)
Р (У) = Р {x)/\dy/dx |.
Если обратная функция х = <р (у) неоднозначна, то
<11.3)
(11.4)
t
Рис. 11.1. Воздействие случайного про¬
цесса на нелинейный элемент с квадра¬
тичной характеристикой
Рис. 11.2. Двухтактное включение дио¬
дов
330

Рис. 11.3. Плотность верой гности тока в	Рис. 11.4. Воздействие гауссовского про¬
цепи с квадратичной вольт-амперной	цесса на одиополупериодный детектор
характеристикой при воздействии гаус¬
совского случайного процесса
Полагая у = агхг, dy/dx = 2агх и учитывая, что какому-либо фиксиро¬
ванному значению у соответствуют два значения х, а именно х, =
.=* -f У у/а2 и х2 = — Vу!аг, по формуле (11.4) находим
р{у) ^ Ы+]/ у/аг)/2аг v у/а-2 + Р (—VУ1а^12си Vу Юг при </>0,	, 5ч
I	0	при </<0.'
Подставляя xf>2 = у!а% в выражение для плотности вероятности р (х):
^-г/2а?
У 2л ах
получаем окончательно
—иПаго\
"1/2я ог
Р (у) -
1	—У12аго$
——		— при у > 0,
у'2пах~\/а^	'У у
0	при у< 0.
(11.6)
График этого распределения изображен на рис. 11.3.
2. Воздействие гауссовского процесса на одиополупериодный детектор
с линейно-ломаной характеристикой (рис. 11.4).
В данном случае
| а,х при *>0,
^	( 0 при х<0.
Очевидно, что в соответствии с (П.З)
р(у)=^-»М>
«1
__1	е—^*/2а?а*
Т/2я ах стт
0
При £/ > 0,
при £/ < 0.
Особое внимание следует обратить на поведение функции р (у) в точке
у = 0. Так как у — 0 при любых отрицательных значениях х, то вероят¬
ность Р (у =0) равна вероятности того, что х 0. Но вероятность Р (х ^0) =
Н2. Отсюда вытекает, что плотность вероятности р (у 0) = оо.
33!

Рис. 11.5. Плотность ве¬
роятности случайного
процесса иа входе (а) и
выходе (б) одиополупе-
риодного детектора
Рис. 11.6. Воздействие
гауссовского процесса на
ограничитель
О У0 У
Рис. 11.7. Плотность ве¬
роятности случайного
процесса на входе (а) и
выходе (б) ограничителя
Это обстоятельство можно учесть, записав выражение для р (у) в форме
Р(У)= I 2
"|/2я аг ох
-УгПа\о\
при у > О,
при у<0.
(11.7)
Слагаемое V2 б (у) равно нулю всюду, кроме точки у = 0, где оно обра¬
щается в бесконечность. При интегрировании же по у это слагаемое дает
1/2. Графики р (х) и р (у) изображены на рис. 11.5.
3. Воздействие гауссовского процесса на ограничитель (рис. 11.6).
По аналогии с предыдущим случаем нетрудно составить выражение
р(у) =
±Щ + —+
1	^1/2 по*
+ Р(х>х0)8(у— у0) при 0<^у<^уо,
О	приу<0иу>у№.
(11.8)
Графики распределения х и у изображены на рис. 11.7. Приведенных
примеров достаточно для уяснения метода определения плотности вероятно¬
сти случайной величины на выходе нелинейного безынерционного элемента
с любой вольт-амперной характеристикой. Простота этого метода обуслов¬
лена тем, что не учитывается влияние выходных цепей (инерционных) на
работу рассматриваемого нелинейного элемента.
11.3.	ПРЕОБРАЗОВАНИЕ СПЕКТРА
СЛУЧАЙНОГО ПРОЦЕССА В БЕЗЫНЕРЦИОННОМ
НЕЛИНЕЙНОМ ЭЛЕМЕНТЕ
Прямое определение энергетического спектра выходного процесса по
известному спектру на входе нелинейного элемента не представляется воз¬
можным. Единственный путц — это определение корреляционной функции с
последующим применением преобразования Фурье.
332

Если на входе нелинейного элемента с характеристикой у — f (х) дей¬
ствует стационарный процесс х (t), то ковариационная функция на выходе
может быть представлена в форме
Ку (т) = М (yt yt+x) =M[f (X,) f (Xt + ,)]f	(11.9)
где xt и xt+x — значения x (t) в моменты времени t и t + т; yt и yt+x — со¬
ответствующие им значения у на выходе нелинейного элемента.
Для усреднения произведения / (xt) / (xt + т) должна быть известна
двумерная плотность вероятности входного процесса р (xt, хг + т). Если
эта плотность вероятности известна, то ковариационную функцию можно
представить в виде следующего выражения:
ОО 00
Ку{х) = j j f (*i) f (x2) P {xx, x2) dxx dx2,	(11.10)
где для удобства записи через хх и х2 обозначены соответственно xt, xt+x.
Этот интеграл удается вычислить далеко не во всех практически важных
задачах. В связи с этим часто приходится прибегать к различным обходным
способам, один из которых будет приведен далее.
В качестве примера задачи, достаточно интересной для практики и до¬
ступной для решения прямым методом, рассмотрим воздействие стационар¬
ного гауссовского процесса х (t) на нелинейный элемент с квадратичной ха¬
рактеристикой у — а2х2 (см. § 11.2, п.1).
Двумерная плотность вероятности процесса х (t) равна 1
Р (*i, xt) =
1
2яо| }/l—rs
exp
2a|(l-r*) J’
(11.11)
где r — коэффициент корреляции величин хг и х2, т. е. г = гх (т).
Подставив выражение ,(11.11), а также / (х) = а2х2 в (11.10), получим
КУ(Т)
	f f
Т/1 — гг J J
	2i_-_ Г х\ expf -
2по*ху\ —г2 J L
х] х\ ехр
Г	х\-\-х\—2гху Xj
[ 2ст® (1 — г2)
dXj cl Х‘2 =—
2а* (1 — гг
X
X
х\—2гхх хг
2а\ (1 —г2)
dx2
dx 1.
(П.12)
Интеграл в фигурных скобках легко вычислить, дополнив выражение
х2 — 2гхгх2 до квадрата разности х\ — 2гхух2 — (х2 — rxj)2 — г2х? и заме¬
нив переменную х2 — rxj — г:
Ы?пЬг] J (z2+2r*iZ+r2*?)e г,/2а|(1“г!)^=
*-	“ фшф ОО
= ехр
ггх\
2a|(l-r*)
j [/2яol(1 —г2)3/2 4-0 + У2зтахУ 1 -г2г2х\\.
1	См., например, [13, 14].
333

Подставляя этот результат в (11.12), получаем
[оо
от? (1 г2} Г x\t~XV^dxx +
J
— 00
+ r2 J х\ е~</2а* dxX
•— оо	J
Далее определяем
J Xi е x^2<’xdx1 = V'2no%, J х\е х^2<7х dx1 — ']/r2n За*.
Таким образом,
Ку (т) = а£ ai[(l — г2) f- 3r2] = a|a4-f 2a| о*4 г? (т) =
^a\olx + 2alRl(x).	(11.13)
Здесь использовано известное соотношение гх (т) = Rx (т)/а| [при
М (х) = 01.
Особый интерес представляет воздействие узкополосного случайного
процесса на нелинейный элемент (задача детектирования).
Представляя корреляционную функцию узкополосного процесса в фор¬
ме (4.76) и учитывая, что
Rx (т) = ai rl (т) [Va + 1/а cos 2со0 т],	(11.14)
где г0 — огибающая корреляционной функции узкополосного процесса, за¬
писываем выражение (1.13) в окончательном виде
Kv (т) = а| о\ + а\ а4 rl (т) + а\ olx rl (т) cos 2со0 т.	(11.15)
Применяя затем преобразование Фурье, получаем общее выражение для
спектра процесса на выходе квадратичного элемента (при гауссовском процес¬
се на входе)
00
Wy (со) == а\ a4 2л6 (си) + а\ a4 J г% (т) е~шйт +
+ а% j rl (т) cos (2м0 т) е-1ИТ dx <= Wy0 (со) + WH4 (со) + Н7ВЧ (со). (11.16)
— со
Первое слагаемое (дискретное) соответствует постоянной составляющей
выходного колебания, второе — низкочастотной флуктуационной состав¬
ляющей (спектр которой примыкает к нулевой частоте) и третье — высоко¬
частотной флуктуационной составляющей со спектром, группирующимся
вблизи частоты 2со0.
11.4.	ВОЗДЕЙСТВИЕ УЗКОПОЛОСНОГО ШУМА
НА АМПЛИТУДНЫЙ ДЕТЕКТОР
Амплитудный детектор, содержащий диод и фильтр нижних частот
(^С-цепь), представляет собой сочетание безынерционного нелинейного
элемента с инерционной линейной цепью.
334

Расчленим рассматриваемое устройство на две самостоятельные части:
1) нелинейный элемент; 2) фильтр нижних частот.
Изложенные в предыдущих параграфах методы, а также некоторые дру¬
гие специальные приемы позволяют в принципе найти закон распределения
и корреляционную функцию шума сначала на выходе нелинейного элемен¬
та (диода), а затем и на выходе фильтра. В общем случае эти исследования
требуют весьма громоздких вычислений. Задачу можно значительно об¬
легчить, если использовать некоторые упрощения, вытекающие из принципа
работы реальных устройств.
Рассмотрим сначала «линейное» детектирование, т. е. детектирование
высокочастотного колебания с достаточно большими амплитудами. В дан¬
ном случае под таким колебанием подразумевается гауссовский шум (в отсут¬
ствие сигнала), сформированный избирательными цепями на входе детектора.
Как и при детектировании полезного амплитудно-модулированного колеба¬
ния можно считать, что напряжение на выходе линейного детектора воспро¬
изводит огибающую амплитуд высокочастотного колебания, в данном слу¬
чае огибающую шума. Поэтому при линейном детектировании нет необходи¬
мости рассматривать отдельно статистические характеристики тока диода
и напряжения на выходе /?С-цепи. Напряжение иВЬ1Х (t), развиваемое на
этой цепи, можно приравнять огибающей шума на входе детектора U (t)
(т. е. считать, что коэффициент передачи детектора равен единице). При та¬
ком подходе статистические характеристики шума на выходе детектора полно¬
стью совпадают с приведенными в § 4,6 характеристиками огибающей А (t).
Таким образом приходим к выводу, что напряжение шума на выходе ли¬
нейного детектора обладает рэлеевским распределением
Р («вых)=РИ = ^е"“»«/Ч 0<«вых<оо.	(11.17)
°х
По формулам (4.71), (4.72) находим:
среднее значение^ (постоянная составляющая) шумового напряжения
£/о = Л4[и,ых(0]=М[Л(01 =V^2ox= 1,26ах>	(И.18)
средний квадрат напряжения
M(«Lx(01=2ol.	(11.19)
Отсюда следует, что дисперсия шума на выходе линейного детектора
oLx = М (иЪх) -VI = 2ах	а* = 0,43о*.	(11.20)
Итак, основные параметры шума на выходе — постоянная состав¬
ляющая Uо и дисперсия о|ых — просто выражаются через дисперсию о%
высокочастотного шума, действующего на входе детектора.
Корреляционную функцию и энергетический спектр выходного шума
нетрудно вычислить по формулам (4.77), (4.78).
В качестве примера рассмотрим воздействие на линейный детектор шума
х (t), спектр которого определяется выражением
(11.21)
Wx (со) = N0 [е~“ <®+ е-“ (•и-®.)*],
335

а корреляционная функция в соответствии с (4.39) и с учетом [31, см,формулы
(3.896.3) и (3.896.4)]
Rx (t) = N0
2л
| е-а (a> —ro„)« е«йт rfoo-j. ^ e-a (ш + (й0)а eitt)T
=■—^ e~x‘/ia cos ©„ x = a* е-т2/4“ cos co0 т.	(11-22)
]/" na
Тогда
r0 (x) = e-T,/4a	(11.23)
и в соответствии с (4.78)
^вых (Я) =
not
2л6 (Q) + -
со
I
е-т«/2а е-йх^т
= ^ |2я8 ДО + Л-у^яа e~ttQ2/2] .	(11.24)
Слагаемое с дельта-функцией соответствует постоянной составляющей
напряжения на выходе детектора.
График И7выХ (Q) изображен на рис. 11.8, б. Ширина этого спектра в
V2 раз больше ширины спектра Wx (ю) на входе детектора (рис. 11.8, а).
Линейный амплитудный детектор воспроизводит огибающую узкополос¬
ного колебания независимо от особенностей структуры его спектра. Полу¬
ченный результат свидетельствует о том, что огибающая каждой из реализа¬
ций рассматриваемого шума (на входе детектора) обладает спектром более
широким, чем частотная полоса самой реализации. На первый взгляд это мо¬
жет показаться странным, поскольку известно, что для модулированного
колебания ширина спектра огибающей либо совпадает с шириной спектра са¬
мого колебания (при AM), либо ^же его (при ЧМ). Это кажущееся противоре¬
чие легко устраняется, если принять во внимание полную корреляцию меж¬
ду колебаниями нижних и верхних боковых частот при модуляции. Доста¬
точно нарушить, например, симметрию амплитуд или фаз боковых частот
при AM, чтобы сумма трех колебаний с частотами ©0> % + й и со0 — й
представляла собой колебание, огибающая которого содержит помимо час¬
тоты Q еще и частоты 2 Q, Зй и т. д. В этом случае амплитудный детектор вы¬
делит на выходе колебание, спектр которого будет шире, чем полоса частот
высокочастотного колебания на входе. В
спектре же шума нет никакой корреляции
(и тем более симметрии) между спектраль¬
ными составляющими, частоты которых
расположены слева и справа от централь¬
ной частоты (о0. Естественно, что огибаю¬
щая каждой из реализаций шума обладает
'спектром более широким, чем модулиро¬
ванное колебание с той же шириной спект¬
ра. Соответственно увеличивается и сред¬
няя ширина спектра огибающей шума,
т. е. спектр огибающей.
Рассмотрим теперь воздействие гаус¬
совского шума на квадратичный детектор.
В данном случае напряжение на выходе
детектора с учетом отфильтровывания вы¬
входе (а) и выходе (б) ампли¬
тудного детектора
336

сокочастотной составляющей шума по аналогии с выражением (8.55)
можно представить в форме
^вых (t) — КАЩ)/2,	(11.25)
где К — коэффициент, учитывающий параметр вольт-амперной характери¬
стики диода а2 и сопротивление нагрузки на выходе детектора.
Применяя формулу (11.3), в которой под р (х) следует подразумевать
плотность вероятности огибающей А (t), находим закон распределения шу¬
мового напряжения на выходе квадратичного детектора
(11.26)
Итак, при воздействии на квадратичный детектор с фильтром нижних
частот узкополосного гауссовского процесса шум на выходе всего устройства
имеет экспоненциальное распределение.
Вычислим среднее значение выходного напряжения
00
АА 1^вых (01 ~ ^вых Р (^вых) duBblx. ~
О
оо
= “Г f “вых 'Ги"п1к*хйаъы£ = Kol	(11.27)
* о
а также средний квадрат напряжения
ОО
М [Пвых (01 ~ J ивых р (ивых) duBhl7L=i
О
и!ых е““вых/«°5 duBblx~ 2K*oL	(11.28)
Отсюда следует, что дисперсия шума на выходе
о1ь,х = М [и|ых (01- № [ивых (0)i2 = 2К* aj-tf2 a4 = К? о}.
(11.29)
Для полного описания свойств шума на выходе квадратичного детектора
остается вычислить его корреляционную функцию и энергетический спектр.
Это можно выполнить с помощью формул (11.15), (11.16). Второе слагаемое в
выражении (11.15) определяет искомую корреляционную функцию, а вто¬
рое слагаемое в выражении (11.16) — соответствующий этой функции спектр.
При г„ (т) = е~т*/4а (см. предыдущий пример) получаем
№вых (О) = Wyo (Я) + WH4 (Я) = а\ о4 |^2я8 (Я) + J
X е~,йт^т
]■
а\ aj
[2лб (Я) -f У 2па е-“°,/2 ].
e-TV2«
X
(11.30)
Графики функций W'^ (со) и 1^выХ (Я) по форме совпадают с графиками
на рис. 11.8. Они отличаются только масштабом по оси ординат из-за раз¬
личия в постоянных коэффициентах [ago4 вместо ло%/2 перед квадратными
скобками в (11.24) и единица вместо 1/4 перед вторым слагаемым].
337

11.5.	СОВМЕСТНОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ
ГАРМОНИЧЕСКОГО СИГНАЛА
И ГАУССОВСКОГО ШУМА НА АМПЛИТУДНЫЙ
ДЕТЕКТОР
При наложении узкополосного шума х (t) = А (t) cos [со0^ + 0 (rf)[
на сигнал s (t) = Е cos со0t суммарное колебание
и (t) = s (t) + х (t) — Е cos (ogt + A (t) cos [a>„* + 0 (01 =
= [E + A (t) cos 0] cos (o0 * — A (t) sin 0 (t) sin o>0* = U (t) cos [<o0 /+
+ 6 (01- (n-31)
Огибающая U (t) и фаза £ (t) по аналогии с (8.43) и (8.44) определяются вы¬
ражениями
U(t)
£ (/) = arctg
V Е2 +А2 (0 + 2ЕА (t) cos 0 (0
А (i) sin 0 (/)
£+.4 (t) cos 0 (t)
(11.32)
(11.33)
При анализе воздействия колебания на амплитудный детектор статисти¬
ческими характеристиками фазы £ (t) можно не интересоваться (этот вопрос
будет рассмотрен в следующем параграфе применительно к частотному детек¬
тору). Основное значение имеет плотность вероятности р (U) огибающей U,
определяемая по формуле [13,14]
PV)
=JLe_<l,,+B,)/8e'/ IJLJL
° Ux о*
(11.34)
где Iо — бесселева функция комплексного аргумента (модифицированная).
Определяемая формулой (11.34) функция называется обобщенной функ¬
цией Рэлея. Г рафики функции р (U) для нескольких значений Е1ох приведены
на рис. 11.9. При Е/ох= 0 (отсутствие сигнала) выражение (11.34) переходит
в (4.70). В другом крайнем случае, когда амплитуда сигнала Е очень велика
по сравнению с ох, кривая р (U) близка к гауссовской кривой с дисперсией
о\ и средним значением, равным Е.
Рассмотрим сначала линейное детектирование. Будем считать, что на¬
пряжение на выходе детектора совпадает с огибающей амплитуд высокочас¬
тотного напряжения на входе. Тогда, основываясь на формуле (11.34), на¬
ходим постоянную составляющую напряжения на выходе детектора
Н0==М(Н)=| Up (U) dU -
0
и средний квадрат напряжения
оо
М [Н2 (01 =J и2 Р (U)dU
о
1
е
-£»/2а|
I
U2e-UV2ol /о
dU.
JLe-£*/2<j2 С е_ иг/2а * х
{
После вычисления интегралов [16] получаем следующие выражения:
U0 = ах У~2 {/„ (Е2/4о2) + ЕЧ2а% [70 <Е2/4а*) + I, (Е2/4о\)}} е~Ег/4^ =
= ож y~n]2{I0 (h2/2)-\-h2 (/0 (h2/2) + I1 (/га/2))> e~h^2,	(П-35)
338

где
(11.36)
А2 - £2/2о2; М [U2 (/)] = 2а| + Е\
Из последнего выражения вытекает равенство
(Тв2ых=/И [^2(П]-^-2аП~£2-£/а0.	(11.37)
Ранее было показано, что в отсутствие сигнала (Е — 0) постоянная со¬
ставляющая шума на выходе линейного детектора равна ]/я/2 о* [см.
(11.18)1. __
Приращение постоянной составляющей U0—Т/я/2ож, где U0 опреде¬
ляется выражением (11.35), и есть полезный сигнал.
Следовательно, отношение мощности сигнала к мощности помехи на выходе
линейного детектора
(С/П)вых = (г/0 -Уш2ох)2/(2в1+Е*-иЪ).	(И-38)
Рассмотрим предельные случаи Л2 1 (слабый сигнал) и Л2 ^ 1 (сильный
сигнал).
1. /i2 « 1, /0 (А2/2) « 1, h (А2/2) « А2/4, е—Л*/2 ~ 1_А2/2.
Выражение (11.35) упрощается:
Uо »	ож {1 + А2 (1 + А2/4)} е- л'/а « уЧ/2 ах (1 + А2/2).
При этом приращение постоянной составляющей
U0 =]/я/2 аж « ]/" п/2 ах А2/2,
а дисперсия в соответствии с (11.36)
о|ых = 2a2 + £2- JL ol(\ + А2/2)2 « а?(2 -	.
Таким образом,
(£)l-(t <’;т)/(2_"/2) °г-Л‘Ш!. ■	(| ‘-39»
где d— постоянный коэффициент, близкий к единице.
Выражение (11.39) показывает, что в амплитудном детекторе имеет мес¬
то подавление слабого сигнала сильной помехой.
Например, при (С/П)в* = 0,1 (С/П)вых« 0,01.
Рассматриваемый вопрос имеет важное значение для проблемы обнару¬
жения сигналов на фоне сильной помехи.
2. Л2 > 1, функции /„ (А2/2) и /х (А2/2) можно определять выражениями
Выражение (11.35) при указанных
приближениях приводится к виду
U0 ftf УГох А (1 + 1/4Л2) =Е (1 +
+ 1/4А2) жЕ.
Как и следовало ожидать при Е^>ох по¬
стоянная составляющая выходного на¬
пряжения (Jo почти совпадает Jc Е.
1 См., например, кривую Е/ож=4 на рис. 11.9
и комментарий к рисунку на с. 338.
Рис. 11.9. Рэлеевская плотность
вероятности (обобщенная)
339

При вычислении же дисперсии о|ых необходимо учитывать слагаемое
MAh2 в выражении
Ul = £2 (1 + l/4/i2)2 w £2 (1 + 1 /2ft2) =£2 + о2.
Таким образом,
о|ых = 2 а\ 4- Е2—(Е2 + а\) = о|
и отношение сигнал-помеха на выходе
(С/П)вых » UoloLx « E2/ol = 2 (С/П)вх.	(11.40)
Проведем аналогичное рассмотрение для квадратичного детектирования.
Заменяя в формуле (11.25) А (t) на U (t), получаем напряжение на вы¬
ходе квадратичного детектора
иВых (t) = K [Е2/2+А2 (t)/2 + EA (t) cos 0 (01.	01.41)
Усредняя это выражение по времени и учитывая, что A2 (t) = 2о2х и
А (0 cos 0 (t) =0 (как и среднее значение х (t) — А (t) cos [со0^ + 0 (01,
получаем постоянную составляющую напряжения на выходе квадратичного
детектора
H^Tt)=K(E2/2A-ol)^U0c+U0n.	(Н.42)
Слагаемое Uon — Ко% определяет постоянную составляющую, обуслов¬
ленную помехой [см. (11.27)1 в отсутствие сигнала. Слагаемое же Uoc —
~КЕ2/2, представляющее собой приращение постоянной составляющей под
действием гармонического напряжения сигнала, можно рассматривать как
полезный сигнал на выходе детектора.
Возводя выражение (11.41) в квадрат, получаем
и
г
ВЫХ
(0 =*2
-_£2
2
+
Л2 (t)
2
+ Е2 A2 (0(y + T с03 26
ЕА (0 cos 0 (/)]* = К* [-^4-	+
(0) +	+ Е* А (/) cos 0 (t) +
+ Л3 (i) Е cos 0 (t)
(11.43)
Слагаемые с cos 0 (if) и cos 20 (t) при усреднении обращаются в нуль.
Поэтому средняя мощность на выходе 1
Й^Т)~ К2 [у +±ЖЩ 4- Е21ГЩ	-Ь2^ + 2Е2 oj) .
Вычитая из этого выражения (ивых)2, находим дисперсию шума на вы¬
ходе квадратичного детектора
а!ых = К2 [ЕМ А + 2а* + 2Е2 а2) -К2 (Е*14 + £2сг2 4- о4) =
= ^2(£2о2 + а4).	(11.44)
1 При усреднении А4 (f)
оо
М [Л* (01	<44 р (Л) 4Л = 8ст*.
о
Вследствие эргодичности рассматриваемого процесса в данном параграфе не делается
различия между усреднением по множеству и по времени.
340

При Ё — О это выражение переходит в (11.29). Составим теперь отноше¬
ние сигнал-помеха на выходе детектора (по мощности)
Но Ег!2а1 есть отношение сигнал-помеха (по мощности) на входе детек¬
тора. Таким образом, при значениях (С/П)вх 1 (т. е. при ЕЧ2 <<( а?)
Так, при Е2!2а\ = 1/10 отношение (С/Пвых) = 1/120 [(11.45)1, а при
Е212о\ ^ 4 отношение (С/П)ВЬ1Х близко к половине отношения сигнала к по¬
мехе на входе.
На основании формулы (11.45) можно сделать следующее важное заклю¬
чение: при слабом (относительно помехи) сигнале в квадратичном детекторе
имеет место подавление сигнала, а при сильном сигнале отношение сигнал-
помеха пропорционально отношению сигнала к помехе на входе.
Сопоставим результаты, полученные для квадратичного и линейного
детектирования. Сравнение формул (11.46) и (11.39) показывает, что при
слабом сигнале и сильной помехе линейный и квадратичный детекторы ведут
себя одинаково: отношение сигнал-помеха на выходе пропорционально
квадрату отношения сигнал-помеха на входе. Таким образом, и в линейном
детекторе имеет место подавление слабого сигнала. Анализ показывает,
что это свойство присуще детекторам и с любыми другими вольт-амперными
характеристиками.
Однако при Е^> ах отношение сигнал-помеха на выходе квадратично¬
го детектора в 4 раза (по мощности) меньше, чем у линейного [ср. (11.47)
и (11.40)1. Это объясняется тем, что при квадратичном детектировании силь¬
ный сигнал выносит помеху на участок характеристики с повышенной кру¬
тизной, что приводит к относительному увеличению помехи. Действительно,
пусть огибающая амплитуд входного напряжения, равная 1 В, получила при¬
ращение в результате наложения помехи а 1. Тогда напряжение на вы¬
ходе квадратичного детектора в соответствии с (11.25) увеличится от /(72
до (К./2) (1 + а)2 « (К/2) (1 + 2а), т. е. относительное приращение (по¬
мехи) будет 2а, а при линейном детектировании это приращение будет всего
лишь а. Переходя от напряжения к мощности, получаем проигрыш в 4 раза.
Хотя проведенное рассмотрение относится к гармоническому (немоду-
лированному) сигналу, полученные выводы можно полностью распростра¬
нить на обработку прямоугольных импульсных радиосигналов на фоне по¬
мех, когда импульс на выходе детектора есть приращение постоянной со¬
ставляющей выпрямленного напряжения в промежутке времени, равном дли¬
тельности импульса.
Наличие амплитудной модуляции сигнала, которую можно рассматри¬
вать как медленное изменение постоянной составляющей напряжения на вы¬
ходе детектора, также не оказывает существенного влияния на сравнитель¬
ную оценку (С/П)вых при квадратичном и линейном детектировании.
Следует, наконец, отметить, что все полученные в этом параграфе ре¬
зультаты не зависят от соотношения между несущей частотой сигнала со„ и
мгновенной частотой помехи ©о + 8. Из этого следует, что наложение пара¬
С\	иос	К2 (Е*/4)	_ (£a/2gg)2
(11.45)
(11.46)
а при больших значениях (С/П)вх, т. е. при Е2/2 )$> ст£,
(С/П)вых ~ V2(C/ri)BX.
(11.47)
341

зитной частотной или фазовой модуляции на сигнал (при постоянной ампли¬
туде) не оказывает влияния на отношение сигнал-помеха на выходе детекто¬
ра. Это положение согласуется с основными свойствами амплитудного детек¬
тора, установленными в гл. 8.
11.6.	СОВМЕСТНОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ
ГАРМОНИЧЕСКОГО СИГНАЛА И ГАУССОВСКОГО
ШУМА НА ЧАСТОТНЫЙ ДЕТЕКТОР
Основываясь на рассмотренном в § 8.10 принципе работы частотного де¬
тектора, в дальнейшем будем исходить из структурной схемы, показанной на
рис. 11.10. Сигнал s (t) на входе резонансного амплитудного ограничите¬
ля представляет собой частотно-модулированное колебание (имеется в виду
тональная модуляция частоты)
s (0 = Аа cos ^(о0 ^ ~■ sin Qf j ,	(11.48)
а помеха — гауссовский процесс со спектром Wx (со) = W0, равномерным в
полосе пропускания фильтра промежуточной частоты (имеется в виду супер¬
гетеродинный приемник).
Полосу пропускания этого фильтра 2Aw0 можно приравнять удвоенной
девиации частоты, т. е. Дсо0 = о)д. Фильтр нижних частот на выходе детек¬
тора должен обладать полосой прозрачности от 0 до Qmax, где Qwax — наи¬
высшая частота модуляции. Помеху, действующую на входе ограничителя,
запишем, как и в предыдущем параграфе, в виде х (t) = A (t) cos [со0/ 4-
+ е (/)].
При анализе совместного действия s (t) их (/) на частотный детектор об¬
легчим задачу, рассматривая раздельно два режима: 1) при отсутствии по¬
лезной ЧМ, когда на входе детектора действует чисто гармоническое колеба¬
ние s (/) = As cos сo0t и шум х (t); 2) при наличии ЧМ. Будем считать, что
во втором режиме помеха на выходе детектора остается такой же, что и в пер¬
вом.
Итак, в отсутствие модуляции суммарное колебание на входе ограничи¬
теля [см. (11.31)1
s (/) + х (/) = Аа cos со01 + А (0 cos [ю0 f + 6 (<)] = U (t) cos [<о01 + % (Л],
(11.49)
где U (t) и % (t) определяются выражениями (11.32) и (11.33).
Обозначив порог ограничения Ппор, придем к следующему выражению
для колебания на выходе ограничителя, колебательный контур которого
настроен на частоту со0:
«вых (0 = ^пор cos [<о0 t -\-1 (01	(11 -50)
[ср. с (8.45)1.
Напряжение на выходе частотного детектора, пропорциональное про¬
изводной фазы | (/), в отсутствие полезной модуляции является помехой.
Таким образом,.
*вых(«^5Чд1(0.	<1L51)
где S%m — крутизна характеристики частотного детектора (см. § 8.10).
Как видим, интенсивность и структура помехи лгвых(<) на выходе частотного
342

Рис. 11.10. Структурная схема частотного детектора
детектора полностью определяются статистическими характеристиками
производной фазы £ (t).
Общее выражение для фазы при любых соотношениях между А (() и
As (t) имеет вид (11.33). Однако в реальных условиях приема частотно-мо-
дулированных колебаний обеспечивается значительное превышение сигнала
над помехой. Обычно Л|/2о| > 1. (Как и в предыдущем параграфе, о£ —
средняя мощность помехи на входе детектора.) Поэтому выражение
(11.33)	для фазы можно упростить:
6(f)
arctg
А (t) sin 6 (t)
A (t)
А/,
sin 0 (t).
(11.52)
Статистические характеристики случайной функции £ (t) = IA (t)/
IAS1 sin 0 (t) совпадают с характеристиками, найденными в п.1 §4.6 для квад¬
ратурных слагаемых узкополосного процесса. Там было показано, что
функция А (t) sin 0 (t) обладает нормальным законом распределения и спект¬
ром 2 W х (со0 + Я) [см. (4.64)]. Таким образом,
Wl (Я) = 2№* (ш0 + Я)М|
(11.53)
При дифференцировании гауссовского случайного процесса распреде¬
ление остается нормальным (см. § 7.1). Следовательно, £ (/), т. е. мгновен¬
ное значение частотного отклонения, также обладает нормальным распреде¬
лением.
Итак, при Е212ож2 шум на выходе частотного детектора (как и на входе)
является гауссовским процессом.
Остается определить спектр процесса £ (/). Для этого достаточно умно¬
жить Wi (Я) на Я2 (см. § 7.3). Таким образом,
r|(Q)^Q2rl(Q)= ig-^K + Q), —	(11.54)
а спектр помехи на выходе частотного детектора в соответствии с выражени¬
ем (11.51)
2Sa Qa
ГВЫХ(Я) = 52Д rt(Q)= -2Bl—Wx(C00 + Q).	(11.55)
Наконец, корреляционная функция помехи на выходе фильтра нижних
ЧаСТОТ (С ПОЛОСОЙ Пропускания Яшах)
^шах
/?»«(*)“ f ^вых (Щ еШт dQ —
^шах
Й2 Wx (w0 + Q) e/fit dQt	(11.56)
“Mmax
= Г
2 я a; J
343

(11.57)
и дисперсия, т. е. средняя мощность помехи,
Овых :
^шах
J fis^*(<ee + Q)dQ.
— йшах
Рассмотрим теперь режим ЧМ, при котором напряжение на выходе час¬
тотного детектора пропорционально девиации частоты. При тональной
ЧМ
^з = 5чдсод.	(11.58)
Итак, мощность сигнала на выходе (без учета влияния помехи) £/|/2=
= х/8 Sma «д, а мощность помехи (без учета модуляции) определяется выра¬
жением (11.57). Следовательно, отношение сигнал — помеха на выходе
/с_у» U\ ft
[ П /вых а“Ых
2_
я
“Д А1
^шах
J
— ^гаах
Wx(a0+Q) dQ
(11.59)
Проиллюстрируем выражение (11.59) следующим примером. Пусть помеха на
входе детектора является белым шумом со спектром Wx (ш) = W0 = const. Тогда
интеграл в (11.59) равен 2QmaxU7o/3 и выражение (11.59) легко приводится к виду
/_с	(Л°/2)3Ш*	а;/2 I Шд
I п ;вых	(1/я)2О*,„У0	W02(2Fmax)[ Ртах
Но As/2 есть мощность сигнала на входе, a W02 (2Fmax) есть не что иное, как а*,
т. е. мощность шума в двух полосах 2Д/0 = 2-Fmax (одна в области о» > 0, вторая в
области ш < 0).
Таким образом, окончательно
(£.)чы =3(^)2(±)
V П /вых \ Ртах / \ ГГ /вх
(11.60)
Увеличивая отношение <o3/Pmax. т. е. индекс угловой модуляции, можно полу¬
чить большой выигрыш в отношении сигнал—помеха по сравнению с системами с AM.
Подобный способ получил широкое распространение в системах радиовещания на УКВ,
а также в каналах звукового сопровождения телевидения.
Следует подчеркнуть, что преимущества широкополосной частотной модуляции
сохраняются, пока помеха на входе детектора слабее сигнала и пока обеспечивается
полное ограничение амплитуды колебания на входе детектора. В тех случаях, когда
помеха сильнее сигнала, имеет место подавление сигнала.
Напомним, что при представлении суммы сигнала и помехи в пространстве сиг¬
налов (см. § 4.9) без учета способа осуществления приема было установлено, что рас¬
ширение спектра сигнала (увеличение базы) повышает потенциальные возможности
различения сигналов иа фоне помехи.
Приведенное в данном параграфе рассмотрение конкретной схемы обработки ши¬
рокополосного сигнала на фоне шумовой помехи хорошо согласуется с этим выводом.
Совпадают также требования достаточного превышения сигнала над помехой иа входе
приемника.
11.7.	ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ГАРМОНИЧЕСКОГО
СИГНАЛА И ГАУССОВСКОГО ШУМА
В АМПЛИТУДНОМ ОГРАНИЧИТЕЛЕ
С РЕЗОНАНСНОЙ НАГРУЗКОЙ
В" отличие от предыдущих двух параграфов рассматривается сочетание
нелинейного элемента (НЭ) с резонансным контуром, в полосу прозрачности
которого попадает как гармонический сигнал s (t) = Е cos со0^, так и узко¬
полосный щ^м х (t) = А (t) cos [со0( + 0 (()].
344

Продукты взаимодействия в НЭ сигнала с шумом, спектральный состав
которых оказывается вне указанной полосы, могут не приниматься во вни¬
мание. Основной интерес в данном случае представляет вопрос о влиянии
НЭ на соотношение между мощностью полезного сигнала и мощностью шума
на выходе ограничителя в полосе частот, примыкающей к резонансной час¬
тоте со 0.
Для осуществления жесткого ограничения характеристике НЭ стара¬
ются придавать форму, близкую к представленной на рис. 11.11 (идеальное
ограничение). В этом случае
а при и > О,
О при и < 0.
(11.61)
При воздействии одного лишь гармонического сигнала ток приобретает
форму меандра с амплитудой импульсов а. При этом амплитуда первой гар¬
моники тока, воздействующей на нагрузочный контур, равна 2 а/п [см.
(2.33)1 и мощность сигнала на выходе ограничителя пропорциональна вели¬
чине Ps — V2 (2а/п)2.
При воздействии одного лишь шума х (t) = А (t) cos [to,,/ +0 (t) 1
с нормальным законом распределения ток i (t) также имеет форму, близкую
к меандру с амплитудой а, но со случайной длительностью импульсов т,
флуктуирующей относительно среднего значения т0 = 1 /2/0, где /„ — цент¬
ральная частота спектра шума. Отличие тока от меандра заключается лишь
в том, что моменты перехода через нуль являются случайными. Средняя-
мощность при таком токе в резонансной нагрузке не отличается от приведен¬
ной выше величины V2 (2а/п)2.
Таким образом, средняя мощность сигнала на выходе ограничителя не
зависит от отношения сигнал-помеха на входе. При отсутствии полезного
сигнала (Е = 0) вся мощность Рх — 1/2 (2а/п)2 сосредоточена в узкополос¬
ном шуме. При отсутствии шума эта же мощность сосредоточена в сигнале,
причем амплитуда А0 достигает в этом режиме максимально возможного
значения Аотах = 2а/п.
При одновременном воздействии s (t) и х (() амплитуда определяется
выражением (см. [161)	/
Ее
-£7 Ч Г
/о
Е2
4 a'i
УГ я
У~2я ах	L
гМ
Е2
4а?.
(11.62)
где Л2 = £2/2а?, как и в выражении (11.36), есть отношение сигнал-поме¬
ха на входе устройства.
Составим отношение сигнал-помеха на выходе ограничителя. Основы¬
ваясь на условии постоянства суммарной мощности Ps = V2 (2 а/п)2,
получаем
/_с\	_ АЦ 2 ■ _	я ft2 е~~Л> [Ip (ft2/2)+/t (h»/2)]«	(Пб3)
I п /вых Ps—A2/2	4— nh2 e-ftl [/о (ft2/2) +Л (ft2/2)l2- ‘
Учитывая, наконец, что /i2 = (С/П)вх, приходим к следующему соот¬
ношению:
U <h2) в <С/П)вых =	я[е-Л8/2 /о (ft2/2) + e~^2/х (ft2/2)l2
(С/П)вх 4-яЛ2[е-Л2/2/„ (йа/2) + е-л2/2 /l(ftV2)F
(11.64)
345

График функции у (Л2) представлен на рис. 11.12.
При слабом входном сигнале (Л2	1) функция у (Л2) « я/4, а при силь¬
ном сигнале (Л2 > 1) эта функция стремится к 2.
Отметим, что удвоение отношения сигнал-помеха при сильном сигнале
совпадает с аналогичным эффектом подавления слабого колебания более
сильным при ограничении суммы двух гармонических колебаний (см. § 8.7).
Из равенства у (Л2) « я/4 (при Л2 < 1) вытекает, что в отличие от детек¬
тирования AM колебания (см. §11.5) в резонансном ограничителе практи¬
чески отсутствует эффект подавления слабого сигнала сильной помехой.
Это свойство «идеального» ограничителя проявляется при симметричном
распределении шума относительно нулевого значения (проведенное выше
рассмотрение относится к нормальному закону).
11.8.	КОРРЕЛЯЦИОННАЯ ФУНКЦИЯ И СПЕКТР
СЛУЧАЙНОГО ПРОЦЕССА В ЛИНЕЙНОЙ
ПАРАМЕТРИЧЕСКОЙ ЦЕПИ
Пусть передаточная функция линейной параметрической цепи является
вещественной функцией времени и не зависит от частоты. В § 10.2 было пока¬
зано, что подобная передаточная функция характеризует цепь, в которой
имеет место AM.
Обозначим передаточную функцию через К (/) (аргумент т опущен),
причем функция К (0 может представлять собой как детерминированный,
так и случайный процесс. Входной сигнал s (t) также может быть либо де¬
терминированным, либо случайным процессом (с нулевым средним).
Составим выражение для ковариационной функции выходного сигнала
*вых (0
^вы, (*• *) = М [$вых (0 sBblx (/ + т)] = м [К (/) K(t + X)s (t) s(t + x)J.
(11.65)
Нас интересует случай, когда передаточная функция К (/) не зависит
от входного сигнала s (/). Тогда среднее значение произведения в (11.65)
равно произведению средних значений соответствующих сомножителей, т.е.
*,вых (*. т) (0 К (* + T)J м Is <0 S (Н-т)| ~ Кк U, т) R, (/, X).
(11.66)
346

где Rs (t, т) — корреляционная функция входного сигнала, а
Кк (t, т) = М \К (0 K(t+ т)1
(11.67)
— ковариационная функция цепи с коэффициентом передачи К (t).
Из выражения (11.66) вытекает важное свойство линейной цепи с пере¬
менными параметрами: корреляционная функция выходного сигнала равна
произведению корреляционных функций входного сигнала Rs (t, т) и цепи
К к (t, т).
Для нестационарных процессов корреляционные функции в (11.66).
(11.67)	зависят не только от временного сдвига, но и от времени t. Этими ха¬
рактеристиками не всегда удобно пользоваться. Далее в примерах исполь¬
зуются функции R (т), получаемые усреднением R (t, т) по t [см. (4.89)[.
Применяя преобразование Фурье к усредненной по времени функции
/?ВЬ1Х (т), получаем также усредненный спектр выходного сигнала
И = j Явых (т) e-'“T dx.
(11.68)
Проиллюстрируем использование соотношений (11.65)—(11.68) на примерах.
1.	Гармонический сигнал s (/) « cos ю0/действует на входе линейной цепи с пе¬
редаточной функцией
К (t) = /Со + Д/С (/).
(11.69)
где К0 — среднее значение коэффициента усиления цепи; Д/С (/) — флуктуация ко¬
эффициента усиления, представляющая собой нормально распределенный стационар¬
ный случайный процесс с дисперсией ок-
Для полной характеристики изменения во времени передаточной функции цепи
должны быть заданы либо ковариационная функция Кк (т), либо спектр Wк (со)
случайного процесса К (/)■
Очевидно, что постоянной составляющей /С0 соответствует спектр Кхо Iм) =
— 2я/Соб (со)1. Спектр второго слагаемого, т. е. Д/С (/), зададим в форме
(а>) —2c/(aa-f-0)a),
где а и с — постоянные величины.
Таким образом, спектр суммы /С„ + Д/С (Z)
Гд:(ш)=2л/С^ б (a,) U2c/(o2-f-.D2).
Заданному спектру Wк (со) соответствует ковариационная функция
(11.70)
Кк (т) =
2эт
+ '
2я
ь
J WK (m) e‘WT dtri
— С©
2 c
2л
ос
J 2л/С§ 6 (со) e'<0T da ■
-I-CD2
e",,T dm = Kl +• — e'
-a(T|
(11.71)
Найдем корреляционную функцию и спектр мощности сигнала на выходе цепи.
Имея в виду соотношения (11.66) и (11.71), а также учитывая, что корреляционная
Функция сигнала s (/) = cos a0t равна
Rs (Tj^'/zCoscooT,
1 Действительно, для постоянной составляющей /Со корреляционная функция рав¬
на Kf,. Следовательно, по формуле (11.68) энергетический спектр
«тс
W^o («) = *« J е_,,0Т Л=2я/С? 6 (Ш)
\
347

получаем
*..ых (т)	^ (т) ==_^_(/с«+~е alTl)cos w°т-
Находим теперь энергетический спектр с помощью выражения (11.68):
оо
^вых (м) = ~ J (a:? -b-j-e'_a|T,j COSMO те-fa>TdT =
— сх>
оо	оо
j е-((.о-л..)тЛ+ J е-1<«»+«.>тЛ
— ОО		00
ос	оо
J е-«|т| е-*«й-Мо)т^т+ j* e~u,Tl e~i(to + <0l))TdT
(11.72)
+
1 с
4 а
Первые два интеграла дают дельта-функцни 2лб (со — w0) и 2яб (ю + <о0). По¬
следние же два интеграла дают соответственно 2a/[a2 + (со — <в0)2] и 2a/[a2 + (со 4-
-Г <00)2J.
Таким образом, окончательно
и^вых (со)"= —[6 ((0—0),,)4-6 (со 4со0)] + ~
а1 4 (со — со0)2
+
1
аг 4 (со : с» <>)а
(11.73)
Функция Ц7ВЫХ (со) изображена на рнс. 11.13. Монохроматической составляющей
выходного сигнала соответствуют две дискретные спектральные линии, а шумовой сос-
ставляющей, обусловленной флуктуациями усиления ДК (t),— сплошной спектр (на
рис. 11.13 заштрихован). Этот спектр состоит из комбинационных частот, располага¬
ющихся симметрично относительно частоты сигнала we (в области отрицательных ев сим¬
метрично относительно — (й0.).
2.	Гауссовский случайный процесс s (?) с нулевым средним и со спектром
( рис. 11.14)
IT’s (ю) =24 (t>2 ~;-<J)2).
(П.74)
частоты, действует иа входе цепи с передаточной
(11.75)
группирующимся вблизи нулевой
функцией
К (?) = А',, (1 + -и «>s №)• М <1.
Рис. 11.13. Спектр на выходе пара¬
метрической цепи со случайной пере¬
даточной функцией при гармониче¬
ском воздействии
Рис. 11.14. Спектр на выходе пара¬
метрической цепи с передаточной
функцией, изменяющейся по гармо¬
ническому закону, при воздействии
гауссовского процесса
348

Находим корреляционную функцию входного сигнала
СО
= f	=4е“6'Т|	<1L76>
2я J о2о)2	b
— оо
и ковариационную функцию цепи
KK(T)=tf;; + 7aAla/(j|cosQT.	(Ц.77)
Тогда в соответствии с (11.66) корреляционная функция выходного сигнала
Явых (т) = Кк (т) Rs (т) = X (* I + 'Y МУW cos Йт) е"'Ь'Т|	<11 •78)
и спектр
W
вых
J e~fe|T| e-^tdT+
е **■*! cos йте 1<йх dx =
+*' ““> [?+£=5?+ *+5+о?]-	<пге»
Функция 1^вых (®) изображена на рис. 11.14.
3.	Нормально распределенный случайный процесс s (t) действует на входе цепи,
передаточная функция К (t) которой является также случайным процессом с нормаль¬
ным распределением.
Спектры процессов s (t) к К (t) зададим в форме Ws (<о) = 2d! (Ь2 -J- <о2) —
— как в примере 2,	(<в) = 2я Коб(м) + 2с/(а2 -J- со2) — как в примере 1.
Корреляционные функции входного сигнала и рассматриваемой цепи соответствен¬
но
Rs(r)=-ye-bl* I. К к (х) ~ К%-\ ” е—й,х*.
Находим корреляционную функцию выходного сигнала
и спектр
2d
^вых И-/С? 62 + й)2 + ~Г
— Kl e~ft|xl-|--— е-<а+£’)|х1
b ab
(11.80)
cd 2 (а Ь)
ab [(а + 6)2-)-ш2]
(11.8!)
Первое слагаемое в правой части соответствует сигналу на выходе цепи с пере¬
даточной функцией Ко (в отсутствие мультипликативной помехи), а второе слагаемое
соответствует мультипликативной помехе. Значение этого слагаемого пропорционально
произведению параметра d, характеризующего интенсивность сигнала, и параметра с,
который определяет дисперсию флуктуации передаточной функции цепи о£.
11.9.	ВЛИЯНИЕ МУЛЬТИПЛИКАТИВНОЙ ПОМЕХИ
НА ЗАКОН РАСПРЕДЕЛЕНИЯ СИГНАЛА .
Рассмотренные в предыдущем параграфе характеристики случайного
сигнала — корреляционная и спектральная — не являются исчерпываю¬
щими. Для прикладных задач большой интерес представляет определение
плотности вероятности р (sBUX).
В общем случае, когда передаточная функция цепи К (i, является
функцией двух переменных — частоты и времени, отыскать р (sBbIX) при
произвольном законе распределения входного сигнала весьма затруднитель¬
но. Задача значительно упрощается при мультипликативной помехе типа
AM, когда передаточная функция К. (t) зависит только от одной перемен¬
ной — времени t.
349

Имея в виду это условие, рассмотрим следующие три характерные си¬
туации :
1)	s (t) — случайный, /( (t) — детерминированный процессы;
2)	s (t) — детерминированный, K{t) — случайный процессы;
3)	s (0 и К. (t) — случайные процессы.
Ситуации 1) и 2) приводят к задаче нахождения закона распределения
произведения s (t) К (t), в котором один из сомножителей является случай¬
ной, а другой — детерминированной величиной. Если случайный процесс
стационарный, задача легко решается. Из теории случайных функций из¬
вестно, что при умножении случайной функции х (t) (стационарный про¬
цесс) с дифференциальным законом распределения р (х). с нулевым средним
и дисперсией о? на детерминированную функцию времени у (t) получается
нестационарный процесс х (t) у (t) с прежним законом распределения, но с
дисперсией ств2ых = ст| у2 (t).
В частности, если входной сигнал s (t) — стационарный гауссовский
процесс с дисперсией ст|, а передаточная функция системы К (t) — детерми¬
нированная (случай 1), то выходной сигнал сохраняет нормальное распре¬
деление, однако каждому фиксированному моменту времени соответствует
своя дисперсия ст|ых = а2 К* (О-
При детерминированном сигнале s (t) и случайной функции /( (/) (слу¬
чай 2), если последнюю можно представить в форме К (0 = Ко + Л К (0.
выходной сигнал целесообразно записать в виде
W (0 = К (t) s (t)=K0 s (t)+AK (t) s (0=W дст (0+sBbtx сл (t). (11.82)
Первое слагаемое в правой части характеризует полезный выходной сиг¬
нал (детерминированный), а второе — мультипликативную помеху (случай¬
ную). Закон распределения этого слагаемого такой же, как у случайного
процесса А К (t), но с дисперсией ок s2 (t) (при А К (t) = 0).
Рассмотрим случай 3). Пусть оба процесса s (t) и К (t) стационарные,
с плотностями вероятности соответственно р (s) и р (К). Задача заключается
в нахождении плотности вероятности случайного процесса sBbIX (t), являю¬
щегося произведением s (t) и /( (t).
Из теории вероятностей известно, что если взаимно независимым слу¬
чайным величинам х и у соответствуют плотности вероятности р (х) и р (у),
то произведению г — ху соответствует плотность вероятности р (z), опре¬
деляемая выражением
р(‘)=\р*)р( т)т7Р	(1Ш|
Подразумевая под х входной сигнал s (t), под у передаточную функцию
К ((), а под z произведение sBbIX (t) = s (t) К (t), получаем выражение для
определения плотности вероятности выходного сигнала sBbIX,
Проиллюстрируем применение (11.83) на примере передачи гармонического сиг¬
нала s (t) = .40 cos (avt + 0), в котором начальная фаза 0 является случайной величи¬
ной, равномерно распределенной на интервале (—я, я), через линейную цепь с переда¬
точной функцией К (0, флуктуирующей относительно среднего значения /С0 по нор¬
мальному закону.
Таким образом, соответствующие плотности вероятности
Р(®) =
, —^o<s</40.
пЛ/АЪ-
J	 р-(К-*,)*/ 2(г£
Т/2я ак
-оо <; /( < со.
350

Подставляя эти выражения в (11.83) и приравнивая х = s, а г/х = у = sBblx/s=K,
приходим к следующему общему выражению для плотности вероятности выходного
сигнала:
Следует подчеркнуть, что найденный закон распределения характеризует мгно¬
венное значение выходного сигнала.
Для практики часто основной интерес представляет распределение огибающей вы¬
ходного сигнала. Представляя выходной сигнал в форме
sBbIX (0 = « (О А (/)=Лсоз (<в0 < + 9) [Ао + М (t)]=А (t) cos (ш0 1 + 0),
где A (t) = Л о [Ко + ЛК (/)] — огибающая, приходим к очевидному заключению, что
случайная фаза 0 не влияет на распределение огибающей. Последнее совпадает с распре¬
делением функции К (1), т- е- является нормальным, со средним значением Л0Ко и с
дисперсией А%а^.
Глава 12. ДИСКРЕТНАЯ ОБРАБОТКА СИГНАЛОВ.
ЦИФРОВЫЕ ФИЛЬТРЫ
Последние годы характеризуются быстрым развитием дискретных систем уп¬
равления и систем передачи информации, в которых широко применяется
математическое моделирование процессов фильтрации, основанное на ис¬
пользовании ЭВМ. Это новое направление оказывает большое влияние на
развитие теории и техники цепей и сигналов.
Цифровые фильтры имеют ряд преимуществ. Основные из них — на¬
дежность в работе и стабильность характеристик, недостижимые в аналого¬
вых фильтрах — обусловлены преобразованием континуального сигнала в
двоичное число, представленное стандартными сигналами (импульсами и па¬
узами). Некоторые другие важные преимущества будут отмечены в дальней¬
шем после более детального рассмотрения основных характеристик цифро¬
вого фильтра.
Общее представление о принципе цифровой обработки континуального
сигнала можно получить из схемы, изображенной на рис. 12.1, на котором
даны эпюры колебаний в различных точках схемы. Входной сигнал s (t)
подвергается сначала дискретизации по времени с помошью электронного
ключа (ЭК), работающего с шагом Т. Процедура дискретизации описана в
§ 2.16. Сигнал sT (t) на выходе ЭК имеет вид последовательности равноотсто¬
ящих коротких импульсов, являющихся выборками (отсчетами) сигнала s (t).
Предполагается, что при выборе шага Т обеспечивается сохранение информа¬
ции, содержащейся в континуальном сигнале s (t).
Каждый отсчет запоминается в интегрирующей 7?С-цепи на время, не¬
обходимое для срабатывания аналого-цифрового преобразователя (АЦП).
Это время должно быть не больше шага Т. В результате на выходе ЯС-цепи
получается ступенчатое колебание sT- (t). В АЦП каждый отсчет квантуется
по уровню и преобразуется в кодовое слово — двоичное число, составленное
из г разрядов, каждый из которых представлен нулем или единицей (паузой
или стандартным импульсом).
(SBbIx/S -Ар)2
ds
12.1.	ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
351

Рис. 12.1. Функциональная схема цифрового фильтра
Квантование заключается в том, что отсчет измеряется и ему присваива¬
ется один уровень из общего числа возможных. Это число равно 2Г. Напри¬
мер, при г — 10 получается 210 = 1024 уровня. Каждому разряду соответст¬
вует своя шина, так что на выходе АЦП закодированный цифровой отсчет
представлен в виде комбинации из бинарных чисел (пауз и импульсов),
возникающих на г выходных шинах одновременно (параллельный код). Мак¬
симально возможному значению отсчета соответствует кодовое слово, состав¬
ленное из г импульсов, нулевому значению отсчета — слово из г пауз. Точ¬
ность представления отсчета тем выше, чем длиннее кодовое слово, т. е. чем
больше в нем бинарных чисел.
Последовательность закодированных цифрами отсчетов поступает в циф¬
ровой фильтр (ЦФ), представляющий собой вычислительное устройство, в
котором над кодовыми словами производятся определенные математические
операции (сложение, умножение, а также задержка во времени), соответст¬
вующие заданному алгоритму. В результате этих операций невыходе ЦФ
возникают новые кодовые слова, соответствующие профильтр званному сиг¬
налу.
В цифро-аналоговом преобразователе (ЦАП) каждое кодовое слово при¬
водит в действие группу электронных ключей, которые управляют суммиро¬
ванием эталонных напряжений, соответствующих каждому из разрядов.
В результате на выходе ЦАП воспроизводятся отсчеты в аналоговой форме.
Такое декодирование является процессом, обратным происходящему в АЦП.
Напряжение на выходе ЦАП SrBb!X (t) имеет ступенчатую форму, при¬
чем высота каждой ступени равна отсчету выходного сигнала в соответствую¬
щий момент времени.
Под выходным дискретизованным сигналом s7BbIX (t) в дальнейшем будет
подразумеваться последовательность «тонких» импульсов, амплитуды кото¬
рых равны высотам соответствующих ступеней.
Наконец, в четырехполюснике, который можно назвать синтезирующим
фильтром (СФ), осуществляется преобразование дискретной последователь¬
ности в континуальный выходной сигнал sBbIX (t).
Очевидно, что перечисленные выше преобразования, производимые над
каждым отсчетом входного сигнала, должны выполняться за время, мень¬
шее шага Т. Кроме того, должна обеспечиваться строгая синхронность уп¬
равления электронными ключами, используемыми для осуществления по¬
разрядного сложения, вычитания и других операций над кодовыми словами.
Все это приводит к необходимости применения сложной системы синхрониза¬
ции вспомогательных импульсных последовательностей, с помощью которых
на каждом шаге Т обеспечиваются стирание старой информации в двоичных
элементах (например, в триггерах) и ввод в них новой информации.
Задача решается формированием указанных последовательностей из
единого гармонического колебания с частотой 1 /Т, получаемого от опорного
генератора. В связи с тем, что Т является основным параметром цифрового
352

фильтра, особое внимание уделяется повышению стабильности частоты этого
генератора. Применение интегральных микро схем позволяет с успехом ре¬
шать перечисленные выше сложные задачи.
Следует отметить, что при рассмотрении принципа действия схемы,
представленной на рис. 12.1, преобразования аналог — цифра и цифра —
аналог не имеют решающего значения. Можно исходить из допущения, что
в ЦФ вводятся неквантованные отсчеты (в аналоговой форме), над которыми
и совершаются математические операции (существуют дискретные системы
аналогового типа, в которых не используется цифровое кодирование). В свя¬
зи с этим в последующих параграфах рассматривается принцип действия дис¬
кретных систем сначала без учета АЦП и ЦАП. Оценка же погрешности,
связанной с квантованием отсчетов, дается в § 12.9.
12.2.	ПРИНЦИП дискретной ФИЛЬТРАЦИИ
Дискретный сигнал на входе цифрового фильтра представляет собой по¬
следовательность из N отсчетов s (kT), k = 0,1	 N — 1, взятых с интер¬
валом Т из континуального сигнала s (t). На выходе фильтра в результате
определенных операций возникает последовательность чисел sBbrx (kT).
Рассмотрим сначала наиболее простой алгоритм работы цифрового
фильтра, при котором число sBbIX (mT) в момент t = mT зависит только от
s (пгТ) и предшествующих ему входных чисел:
Si,bix (mT) =a0s (mT)-j-at s (mT—T) + a2 s (mT—2T)+ ...-)-
+ aH s (mT —HT).	(12.1)
Коэффициенты Qj («весовые коэффициенты» фильтра) — действительные
постоянные числа; Н — максимальное число запоминаемых чисел.
Начиная с момента t = 0 выходные числа в моменты t — 0, Т, 2Т, ...
будут определяться выражениями
$ВЫХ (0) —dgS (0),
^вых(Т) = a0s(T) +a, s(0),
$вых (2?! = а0 s (27) + Щ s(Т) -\-a%s (0),
sBbix (mT) = а0 s(mT) + ai s [(m — 1) T] + a2 s )(m —2) T] + ... 4-
-\-aHs\(m—H) T).
Приведенные соотношения обобщаются выражением
m
$вых (mT) = ahs[(m—k)T], m^H.	(12.2)
*=o
Алгоритм (12.2) реализуется схемой, представленной на рис. 12.2, на
котором Т означает элемент памяти, иногда для краткости называемый за¬
держкой. Величина задержки совпадает с темпом поступления отсчетов сиг¬
нала. Из общего описания цифрового фильтра, приведенного в предыдущем
параграфе, ясно, что эффект задержки достигается вводом и выводом чисел
из двоичных элементов (триггеров) синхронно с работой электронного ключа.
Непосредственно из схемы на рис. 12.2 вытекает, что при подаче на
вход фильтра отсчета s (0) = 1 (единичный импульс) на выходе сумматора
возникает последовательность чисел, имеющая смысл импульсной характе¬
ристики цифрового фильтра (рис. 12.3). В дальнейшем импульсная характе¬
ристика будет обозначаться через g (kT). 1212 Зак. 1326
353

Рис. 12.2. Дискретный фильтр
Рис. 12.3. Импульсная характеристика
дискретного фильтра
g(ZThaz
g(kT)-ctk
д(НТ)-ан
нт t
Для схемы на рис. 12.2 числа g (kT) совпадают с весовыми коэффициен¬
тами фильтра ак.
Запишем выражение (12.2) в форме
m	m
«выx(mT)~ 2 s[(m—k)T\g(kT)= jg s(kT)g[(m—k)T].	(12.3)
k=0	k—0
Выражение (12.3) является дискретным эквивалентом интегральной
свертки (см. § 6.3), используемой при анализе прохождения континуальных
сигналов в аналоговых цепях.
Представленную на рис. 12.3 импульсную характеристику gT (t)
можно трактовать как результат дискретизации с шагом Т континуальной
импульсной характеристики соответствующего аналогового фильтра. Сиг¬
нал, выделяемый на выходе синтезирующего фильтра в схеме на рис. 12.2,
совпадает с сигналом на выходе указанного аналогового фильтра.
Представленный на рис. 12.2 фильтр иногда называют трансверсальным
(поперечным). Возможности фильтра значительно расширяются при введе¬
нии цепей обратной связи (рис. 12.4).
При наличии обратных связей значение сигнала на выходе сумматора
в любой момент времени tnT зависит не только от Н отсчетов входного сигнала,
но и от некоторого количества отсчетов выходного сигнала в предшествующие
моменты. Подобные фильтры называются рекурсивными. Для
такого фильтра разностное уравнение (12.1) следует заменить более общим
уравнением, учитывающим обратные связи с весовыми коэффициентами Ьъ
Ь2,	Ьм-
sBhlx(mT)=r a0s(mT) + a1s(mT--T) + a2s(mT'-2T)-\-...+
+ ан s (тТ-НТ) + Ъх sBblx (mT — Т) + Ьг sBbIX (mT—2T) + ...+
(12.4)
Принципиальное различие ме¬
жду трансверсальным и рекур¬
сивным фильтрами заключается в
свойствах их импульсных харак¬
теристик. В первом случае им¬
пульсная характеристика содер¬
жит конечное число отсчетов (не
превышающее Н), а во втором бла¬
годаря обратной связи число от¬
счетов теоретически бесконечно
велико. В связи с этим трансвер¬
сальные фильтры иногда называют
КИХ-фильтрами, а рекурсивные^
БИХ-фильтрами.
связями
+ bMSBUX(mT— МТ).
Рис. 12.4. Цифровой фильтр с обратными
354

12.3.	ПЕРЕДАТОЧНАЯ ФУНКЦИЯ ЦИФРОВОГО
ФИЛЬТРА
Дискретный сигнал, действующий на входе цифрового фильтра, удобно
представлять в форме, аналогичной (2.122), но с учетом начального условия
s (kT) = 0 при k < 0:
sr(0= 2 s(kT)6(t-kT).
fc=0
Соответственно изображение, по Лапласу будет [см. (2.125)1
L 1st (01 = 2 s(kT)e-P"T.	(12.5)
к=0
Нетрудно составить аналогичное выражение для дискретного сигнала
на выходе фильтра.
В случае трансверсального фильтра результирующий сигнал на выхо¬
де сумматора можно записать в виде суммы
$гвых (0 = ао st (о + #i Sr (t — Т) +... -f- an st (t —НТ).
Применив к этому выражению преобразование Лапласа, с учетом теоре¬
мы смещения получим
L [Бгвых] = Sreux (р) = Sr (р) 2 ahe -PkT.
h= 0
Передаточную функцию цифрового фильтра в общем виде определим
отношением
Kt{P) = Stb»*(p)/St(p).	(12.6)
Для трансверсального фильтра это отношение будет
Кт(р) = а0 + а1е~Рт + а2е-Р2Т+ ... + аяе-ряг.	(12.7)
Заметим, что выражение (12.7) можно также получить, применив преоб¬
разование Лапласа непосредственно к импульсной характеристике g (kT),
представив ее в форме
gr(t)= 2 akb(t-kT).
k — 0
Действительно,
L [gr (t)]=a0 + a1e~PT-\- a2 e-p2r +.. + ан е~рЯТ = Кг (p).	(12.8)
Итак, импульсная характеристика и передаточная функция цифрового
фильтра, как и в случае аналогового фильтра, связаны между собой преоб¬
разованиями Лапласа и Фурье.
Подставив в (12.7) р = ш, получим передаточную функцию на оси час¬
тот
Кг (tco) = 2	(12.9)
k = 0
Сопоставление выражений (12.9) и (2.124) показывает, что переда¬
точная функция цифрового фильтра Кг (»ю), как и спектры Sr (со),
Бгвых (ю). имеют периодическую структуру с периодом (на оси частот),
равным 2п/Т.
12'
355

с
Следовательно, передаточную функцию дискретного фильтра наряду с
(12.9)	можно записать также в форме
00
Кг (iw) — 2 Ка
I (О
(12.10)
где Кан (i'm) — передаточная функция аналогового фильтра, обладающего
импульсной характеристикой g (/), которая соответствует дискретной харак¬
теристике gT (0 (см. замечание в конце предыдущего параграфа).
Выражение (12.10) аналогично выражению (2.123). Если шаг 7 мал
по сравнению с протяженностью функции g (t) или, что то же самое, частота
повторения ©х = 2л/Г больше полосы прозрачности фильтра, то частотные
характеристики, соответствующие разным значениям п, не перекрываются.
В этом случае на центральном участке — сох/2 с со <; cOj/2, т. е. при п — О,
характеристики Кг (см) и КаН (iсо) полностью совпадают. Это иллюстриру¬
ется рис. 12.5. для дискретного фильтра нижних частот при воздействии гар¬
монического колебания s (t) — А0 cos ш0/ со спектральной плотностью
лЛ0 [б (со — со0) + 6 (со + сор)] 1см. (2.98)]. Сплошными линиями показан
спектр до дискретизации, а штриховыми — периодическое продолжение
этого спектра.
Амплитудно-частотная характеристика фильтра в центральном интер¬
вале показана также сплошной линией. После обратного преобразования
дискретного сигнала sTsblx (t) в континуальный сигнал sBbJX (t) (с помощью
СФ, см. рис. 12.2) только этот частотный интервал и определяет спектраль¬
ный состав выходного сигнала.
Следует подчеркнуть важность этого заключения. По существу оно озна¬
чает, что определение передаточной функции дискретного фильтра как отно¬
шения SrBых (w)/Sr (со) можно распространить и на отношение S <7вых(со)/
/S (со). Иными словами, выражение (12.6) можно трактовать как переда¬
точную функцию дискретного фильтра в целом с учетом как процесса дис¬
кретизации сигнала s (t) на входе, так и восстановления континуальной фор-
мы sBbIX (/) на выходе устройства.
Определим теперь передаточную функцию рекурсивного цифрового
фильтра. Повторяя рассуждения, приведшие к формуле (12.7), и учиты¬
вая разностное уравнение (12.4), приходим к следующему уравнению:
Ягвых (0 = Sj (t) агSr (t —Т) -j-а2sr (t—27) -j-... +
A-aHsr(t—Я7) + МгвЫх(*—7) -)-b2SfBux (t—27)4-... -f-
Ьм $Твых {t —MT).
356

Применив к этому уравнению преобразование Лапласа, получим
Sn>bix (p) — St(p) (a0-f Qj е-рГ -(-а2е-р2Г -Т ••• + е~рНТ) -}
+ SrnHx(р)(6,е-Рг+&2е~р2Т ! ... + 6л»е~рМТ),
откуда следует, что
К т (р) =
Oo + Oie рГ + а2е р27 j . ••+«He pWr
"l -ft, e -pT-b, e “p2r	t~pMT
(12.11)
Здесь H — число суммируемых предшествующих входных, а М —
предшествующих выходных отсчетов.
Полученную функцию можно трактовать как передаточную функцию
каскадного соединения двух фильтров: одного с передаточной функцией
ат(р)~ v ahe~pkr
&=г)
и второго с передаточной функцией
fh(P) —
- 2 bpe'pkT] '
Ь1	J
Таким образом.
К7 (/J) = aT(/j)pr(/>).
Перейдя от переменной р к /(о, запишем передаточную функцию рекур¬
сивного фильтра
Кг (ко) —
и
V
* = о
V
.И
= а г (ко) Рг (ко).
(12.12)
'1 - V bh*-tmkT
Такому представлению соответствует каноническая схема на рис. 12.6.
Каждый элемент памяти Т в этой схеме используется как для цепи прямой
связи (с весовым коэффициентом пк), так и для цепи обратной связи (с весо¬
вым коэффициентом /;к). Поэтому общее число элементов памяти Т вдвое
меньше, чем в схеме на рис. 12.4. Легко убедиться, что разностные уравне¬
ния (12.4) справедливы и для канонической схемы.
sr(t)
rj/
s(t)
Рис. 12.6. Каноническая схема
цифрового	рекурсивного
фильтра
357

12.4.	ХАРАКТЕРИСТИКИ ЦИФРОВЫХ СИГНАЛОВ
В § 2.17 было показано, что спектральная плотность S7 (со) дискрети¬
зованного по времени сигнала s (t) имеет периодическую структуру с перио¬
дом на оси частот ш1 = 2лIT (рис. 12.7, б). Как и спектр S (со) исходного
(континуального) сигнала (рис. 12.7, a), S7 (со) — сплошной спектр.
Между тем для осуществления цифровой обработки требуется дискретиза¬
ция сигнала не только во временной, но и в частотной области. Это означает,
что сплошной спектр S7 (to) должен быть представлен совокупностью своих
значений Sr (пДсо) на дискретных частотах со = пАш. Подобный спектр,
показанный на рис. 12.7, в, получается из сплошного спектра ST (ш) при
периодическом повторении последовательности (s (kT)} с периодом 7\. =
= NT. В соответствии с § 2.7 интервал между соседними спектральными ли¬
ниями Дсо = 2л/Тс — 2лШТ.
Обращаясь к выражению (2.124)
Sr(to)=. V s(kT)e-,Mkl
*=о
и подставляя с» = пАм, получаем следующее соотношение:
•2л /
Л-1	л- I	~‘г
Sr(nAco)= Ys(ff)e iAwii*/ _ у S(kT)e ,n~Q,±\
k~“o	k^O
±N, 2
(при четном N).
Полученное выражение называется дискретным преобра¬
зованием Фурье (ДПФ).
Аргументы пАсо и kT обычно обозначаются просто п и k. Поэтому ДПФ
можно записывать в форме
:V_I	' jV
Sin) sx V s ik) e	, n-0, ± 1,..., ± N2.	„	(12.13)
k-Q
Рис. 12.7. Дискретизация сигнала no времени и по спектру:
с/) континуальный сигнал s(f) и его спектр S(w); б) дискретизованный сигнал^. (/) и его спектр
(сплошной); в) периодическая последовательность	с периодом N и ДПФ fS(rt))
358

Выражение (12Л3) можно
трактовать как алгоритм вы¬
числения спектральных коэф¬
фициентов {S (л)} по заданным
временным отсчетам {s (£)}.
При четном N и дейст¬
вительном s(k)
S (N/2 + /) = S* (N. 2 —/),
1 = 0, 1	N/2,
где S* (л) — величина, комп¬
лексно-сопряженная S (л).
Действительно, подставляя
в S (п) п — N/2 + I и учиты¬
вая, что N является периодом,
получаем
~4 -Ъ -2 -1
О 1 2Z 4и 5 67 Ъ~п
О Ды 2Д<оЪДы £Да
ИД(д
б)
И
т
ТтттТ
0 1 2Z45 67 Вп
(-4) (-3) (-2) (-1) (0)
Рис. I2.8. Нумерация спектральных коэффици¬
ентов при четном N
S (k) е
л — I
= V
-И
s (k) е
2 Л
N
!
/ = О, I,..., N/2,
что и требовалось доказать.
Из последнего равенства, в частности, следует, что при / = О S (N12) —
— S* (N/2), т. е. что S (N>2) — всегда действительное число. Это справед¬
ливо и для S (0).
На основе доказанных свойств ДПФ картину образования периодичес¬
кой структуры спектра можно пояснить построением, показанным на
рис. 12.8 (для N ~ 8). Амплитудный спектр исходного континуального
сигнала представлен на рис. 12.8, а. Весь диапазон разбит на N равных ин¬
тервалов А со. Отсчетные точки на оси частот расположены в середине каж¬
дого из интервалов. На рис. 12.8, б представлено периодическое продол¬
жение спектра. В точке л == N12 = 4 5 (4) == S (—4) — действительное
число, в точке л — 5 = N/2 + 1 спектральная плотность S (5) = S* (3),
а по модулю |S (5)| = |S* (3)| и т. д. При л =?= 8 = N начинается новый
период последовательности S (л). Очевидно, что в пределах одного периода
выражение (12.13) можно записывать в форме
v—I	~{пк
S(н)г= У s{k)e N , п = 0,1,..., N — 1.	(12.14)
Именно в такой форме в дальнейшем будет записываться ДПФ последо¬
вательности N временных отсчетов.
Введем понятие обратного дискретного преобразования Фурье (ОДПФ).
Используя дуальность прямого и обратного преобразований Фурье, можно,
основываясь на выражении (12.14), записать
\ — |	* —г кп
s(k) — С V S(n)e , £ — 0,1N — 1.
,~о
359

Для определения постоянного коэффициента С подставим в последнее
выражение S (п) из (12.14):
N-I
s(k)=C 2
п= О
N-I
У] s(/n)e
m--=o
. 2л
i 	пт
N
N—1	N—1
-С У s(/n) 2
m — 0	/|== О
i	n(k — m)
.V
е
При т = 6 внутренняя сумма обращается в N, а при любом другом зна¬
чении т — в нуль (как сумма векторов, концы которых делят окружность
единичного радиуса на равные дуги). Следовательно, в правой части оста¬
ется одно слагаемое Cs (6) N, из чего вытекает равенство С — 1Ш. Таким
образом, ОДПФ принимает следующую форму:
д, _ |	I	кП
s(k)-=-j V S(n)e N , 6 = 0, 1,..., А/ -1.	(12.15)
я = 0
Вне интервала 0^6 ^ N — 1 ОДПФ определяет периодическое продол¬
жение исходной последовательности s (6), показанное на рис. 12.7, в
(левая часть).
Итак, дискретизованному сигналу {s (kT)}, 6 = 0,1, ..., N—1,
соответствует сплошной спектр Sr (со) с периодической структурой (рис.
12.7, б). Дискретизованному же спектру S (п) соответствует периодическая
последовательность сигналов {s (kT)}, повторяемых с периодом Л'
(рис. 12.7, в).
Некоторые из свойств непрерывных преобразований Фурье, рассмот¬
ренных в § 2.8, нетрудно сформулировать также и для ДПФ.
1.	Линейность преобразования. Спектр суммы (разности) дискретных
сигналов равен сумме (разности) их спектров.
2.	Сдвиг дискретного сигнала во времени. Повторяя рассуждения, при¬
ведшие к выражению (2.57), нетрудно показать, что если сигналу s (t).
представленному совокупностью отсчетов s (kT), 6 = 0,1	 N— 1.
соответствует ДПФ S (яДсо), то сигналу s (t — тТ), где m — целое число,
— I 22. пт
соответствует ДПФ е л' S (п Дм). Иными словами, сдвиг последователь¬
ности отсчетов на т интервалов приводит лишь к изменению фазо-частотной
2 jt
характеристики ДПФ на величину-дг пт (теорема запаздывания).
3.	Теорема свертки. Если ДПФ S («Д со) соответствует дискретному сиг-
Ns-'
налу sT (t) = 2 s (671) б (t — kT), а ДПФ G (яДсо) — сигналу gT (t) —
k=0
Ng-i
= v g (6T)6 (t — kT), то произведению S (яДсо) G (яДм) соответствует сиг-
нал (линейная свертка)
г/(/пТ) = V s [(/п-6) 71 g (6Г), N > N, + Ne.	(12.16)
*= о
При N С Ns Т- Ng получается так называемая круговая свертка.
Вывод выражения (12.16) аналогичен выводу (2.64) |см. также (12.3)1.
360

12.5.	ПРИМЕНЕНИЕ МЕТОДА Z-ПРЕОБРАЗОВАНИЯ
ДЛЯ АНАЛИЗА ДИСКРЕТНЫХ СИГНАЛОВ И
ЦЕПЕЙ
При математическом описании дискретных последовательностей, а
также дискретных цепей большую роль играет функция ерТ. Изображения
по Лапласу временных процессов, а также передаточные функции цепей, в
в которые входит ерт, оказываются трансцендентными функциями р, что су¬
щественно затрудняет анализ. Его можно упростить при переходе к новой
переменной г, связанной с р соотношением
z = epT, p — -~-\nz.	(12.17)
При такой замене указанные функции от р преобразуются в рациональ¬
ные функции от переменной z, благодаря чему упрощается представление их
на плоскости г.
Преобразование плоскости р = а + ш в плоскость z — х + iy можно
осуществлять с помощью следующих соотношений, связывающих координа¬
ты orlt (oL какой-либо точки рх на плоскости р с координатами хх, ух соответ¬
ствующей точки гх на плоскости z (рис. 12.9):
zx —Xi + й/х —+ хх = е°,Г cos сох Т, ух = е°‘Г sinW] Т, •	(12.18)
В полярных координатах на плоскости z
/'i=lzi|=K4+ «/?=е°*Г, ф! = arg zx = а)! Т + ш2л,
(12.19)
где m — любое целое число.
На рис. 12.10 представлены отображения некоторых характерных то¬
чек и областей '■из p-плоскости на 2-плоскость. Точка р — 0 переходит
в точку 2=1 на вещественной оси 2-плоскости. При движении точ¬
ки ^-плоскости вдоль оси гео (т. е.
при а = 0) соответствующая ей точка
г-плоскости описывает окружность
единичного радиуса. Один полный
оборот радиуса-вектора соответствует
изменению частоты со в интервале
®i ^ ® ®i + 2л/Т.
При движении точки рх вдоль
оси /о в пределах от — i 00 до i 00
точка гх описывает бесконечно боль¬
шое число окружностей. Таким обра¬
зом, взаимно-однозначное отображе¬
ние р на 2 существует только для
1(0 ,
%
р=0
Z-1
0
6 б
*1 я
ш,
%
1
~ Г
о_
-if «
У’
чГ
Рис. 12.9. Соотношение между координатами Рис. 12.10. Отображение точек и об¬
точки на p-плоскости (а) и z-плоскости (б) ластей из p-плоскости иа z-плоскость
361

полосы р-плоскости между ± яIT. Внутри этой полосы левая полуплос¬
кость отображается внутрь единичного круга. Все параллельные полосы
такой же ширины соответствуют этому же кругу. Правая полуплоскость
р преобразуется во всю z-плоскость, исключая единичный круг.
12.6.	z-ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ВРЕМЕННЫХ
ФУНКЦИЙ
Основываясь на приведенном в § 2.17 преобразования Лапласа дискрет¬
ного сигнала (см. (2.125)1 и полагая ерГ = z, получаем выражение
S(z) = Sr(p)
оо
S sikT)
(12.20)
называемое прямым z-преобразованием (односторонним).
Комплексная функция S (z) определена только для области z, в которой
степенной ряд (12.20) сходится.
Условие сходимости: |s (k)| < сг* при любых k > 0, где с>0 — по¬
стоянное действительное число, а г0 > 0 также действительное число, яв¬
ляющееся радиусом сходимости, зависящим от свойств по¬
следовательности {s (k)}, k = 0,1, ..., оо. Поскольку (12.20) определяет
ряд по отрицательным степеням г, область сходимости включает В себя всю
z-плоскость, за исключением круга радиуса г0, т. е. данный ряд сходится
при г0 < |z| < ОО.
В случае ограниченной последовательности (s (Л)}, k = 0,1	N — 1,
в которой только конечное число членов отлично от нуля, для сходи¬
мости ряда требуется, чтобы |z (&)| С оо, 0 k <1 N — 1. При этом z
может принимать все значения за исключением z = 0.
Найдем функцию S (z) и радиус сходимости для некоторых простых вре¬
менных функций sT (/).
1.	Последовательность отсчетов из сигнала s (/) = 1, / ^ 0. В этом
случае s (kT) — 1, k — 0,1, 2, ..., оо, и в соответствии с (12.20)
S(Z):
: 2s(W)z-‘
ft=0
ft=0
7-к .
l—Z-l
г — 1
(12.21)
Нуль функции S (г) в точке z0 = 0, полюс в точке z„ = 1. Радиус сходимо¬
сти г о — 1; функция сходится при |г| > 1.
2.	Последовательность отсчетов из сигнала s (t) = e~at, t > 0.
В этом случае s (kT) = е~°*г и
оа	оа
г
г—е
-аг
(12.22)
Нуль z„ = 0, полюс zn = е_аГ; г0 = е~аГ, |z|> е_аГ .
3.	Последовательность отсчетов из сигнала s(t) — a01, t. > 0, о< 1.
В этом случае s (kT) — аакТ и
S (z) — 2 aakTz~k — ^ (aaTz~1)k =
ft— 0	ft = 0
l
1 —a
aT
■l
1
z—a
a T
(12.23)
362

Рис. 12.11. Положение нулей и полюсов на z-плоскости для:
a)	е-“*Г и еакт\ б) s(ftT)-cos WoftT; в) s(ftT)«sin со,АТ
Нуль zo = 0, полюс za = aaTl r0=a“7', |z|>e-“r.
4. Последовательность отсчетов из сигнала s(/) = cos ю0/, t ^ 0.
В этом случае s(kT) =-—-е1ф‘кт —i-e-*®»*7- и
S(z) = У cos <x>0kT-z~k = -5- V (eiw«rz-1)* +
»—!_ ’V' (e~,<0°т z~l)k
1 2 Л	7
A=0
1
1
1
2 J —	2—1	2	1.	g *©#7" 2“1
z2 (l—e afl°rz~1) + (l—e1®"7, г-1)	z (г—cos ю0 T)
2	z2—2z cos too T1	z2—2z cos ю0 Г-f-1
(12.24)
Нули z0l = 0, z02 = cos<»0T, полюсы zmi2 = cos ы0 T ± isin(o07\
1гп! =1; 7‘o=l. U1 > 1.
5.	Последовательность отсчетов из сигнала s(t) — sin<o0/, t^O.
В этом случае s(kT) = -—ti's><‘kT—_L_e—‘®»*7' и
S(z)= У sin®akT-z~k = —■ У (еф>тz-1)* —
v '	0	2г	'
k=o	*=o
	L V (e''0'»7" z-1)* = ?sin(Q°r .
2/	z2 — 2z cos w0 T -f- 1
« = 0
(12.25)
Нуль z0 = 0, полюсы znll2 = cos a»0T ± i sin co0T;|zn| = 1; re =1,
|z|> 1.
Положение нулей и полюсов для приведенных выше пяти сигналов по¬
казано на рис. 12.11.
Отыскание оригинала, т. е. функции sT (t), по заданному изображению
S (г) производится с помощью обратного z-n реобразов а-
н и я, которое получается подстановкой &>т = z в обратное преобразо-
363

вание Лапласа. Основываясь на выражении (2.127) и подставив в него
Sr (р) — S (z), epkT = zk и dp — dz/Tz, получим
s (kT) — T
i
2 ni
ф S (г) zk
|г| = есГ
dz
~Tz
1
2m
(j)	S(2)2<*_1) dz.
|2| ■ST-ecT
(12.26)
Интегрирование ведется по окружности радиуса г = есТ, в которую
преобразуется прямая а = с из плоскости р = о + ш. Постоянная с
определяется из условия, что все полюсы подынтегральной функции на¬
ходятся внутри круга радиуса г — есТ. Обход контура — в положитель¬
ном направлении (против часовой стрелки). Изменению частоты от — л/Т
до л/Т соответствует один обход окружности.
В рассмотренных выше примерах функций S (г), обладающих полюсами
на окружности единичного радиуса [при s (kT) — 1, cos u>0kT и sin a0kT],
постоянная c> 0 может быть сколь угодно малой. Поэтому контур интегри¬
рования можно свести к окружности радиуса г = 1 с обходом полюсов вне
круга, подобно тому, как на плоскости р — а + /to интегрирование ведет¬
ся по оси ш с обходом полюсов, лежащих на этой оси, справа.
С учетом этого условия выражение (12.26) можно записать в форме
s(kT)~-l- ^'S(z)2<*-»d2.	(12.27)
2ltt |Z|=1
Интегрирование по окружности г > 1 из дальнейшего рассмотрения ис-
ключается, поскольку положение полюсов функции S (г) вне круга г = 1
соответствует неограниченно возрастающим временнь'ш последовательно¬
стям, не имеющим физического смысла.
Заметим, что при интегрировании по окружности |г| = 1 имеет место
равенство z — е'иГ, что позволяет с помощью соотношения dz = iTeiaT da
привести выражение (12.27) к виду
s(kT) =
2я
Л
1
S (eiu>T) eib>kr d (аТ).
(12.28)
Сопоставим г-преобразование с ДПФ для последовательности s (kT),
k ss 0,1	N — 1. Для этого воспользуемся выражением (12.20) для зна-
i2яп
чений функции S (г) в точках г = einmT = е N :
S le
2 л
2л
N— 1
« 2 s(kT)e
к= О
nk
О, 1	N-\.
(12.29)
Правая часть этого выражения полностью совпадает с выражением
(12.14), из чего следует, что спектральные коэффициенты S (п), т. е. ДПФ
последовательности (s (&)}, k — 0,1, ..., N— 1, равны значениям 2-пре¬
образования этой последовательности в N точках, равномерно распределен¬
ных по единичной окружности.
Поскольку при использовании метода г-цреобразования имеется в виду
однократный обход единичной окружности, то обратное г-преобразование
по формуле (12.28) обеспечивает однозначное определение элементов конеч¬
ной последовательности (s (&)}, k — 0,1, ..., N — 1.
Напомним, что обратное ДПФ по формуле (12.15) приводит к периоди¬
ческой последовательности (s (k)} с периодом N даже при конечной исход¬
ной последовательности (s (k)}
364

12.7.	z-ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ПЕРЕДАТОЧНЫХ
ФУНКЦИИ ДИСКРЕТНЫХ ЦЕПЕЙ
Применим z-преобразование к передаточной функции дискретной цепи.
Подстановка еРт = гв выражение (12.11) дает
н
К (z) — Sb“x (г)_ д _^о	.	(12.30)
?(г)	\-2Ь„г->
Aasl
Из этого выражения видно, что передаточная функция дискретного
фильтра является дробно-рациональной. По заданному выражению (12.30)
легко составить разностное уравнение вида (12.4), определяющее алгоритм
преобразования входной импульсной последовательности в выходную. Для
этого каждому из слагаемых вида s l(m — k) Т) в уравнении (12.4) доста¬
точно приписать коэффициент ак при степени г~к в числителе, а слагаемым
вида sBblx \(m. — k) Т\ — коэффициент bh при степени z~k в знаменателе вы¬
ражения (12.30). Соответственно по заданному разностному уравнению мож¬
но составить выражение (12.30).
Следует, однако, отметить, что не всякая дробно-рациональная функция
может быть реализована в виде передаточной функции фильтра. Пусть, на¬
пример, передаточная функция задана в виде отношения полиномов по поло¬
жительным степеням
К(г) =
а„ гн4~а,гн +-... -г ан
,М	f, - |		I,
''ll ‘	—°| ‘	— ■ . . . —ОД1
(12.31)
Разделив числитель и знаменатель на ba zM, приведем это выражение к
виду
К (г) =
«0
— М , и1
гН~М- 1 +
аН М
0
ь„
К
, ’ Л,
hM
W
1 _. —2-1
__ - 2
Ли
Л.»
Если Н > М, то первое слагаемое в числителе (с положительной сте¬
пенью г) образует в уравнении (12.4) слагаемое вида (a0/b0) s \(m + k)T 1,
где k ~ Н — М > 0, соответствующее импульсу s (m + k), опережаю¬
щему во времени входной импульс s (m), что, конечно, невозможно. Отсюда
следует, что фильтр осуществим при условии, что степень знаменателя
в (12.31) больше или равна степени числителя.
С учетом этих замечаний запишем передаточную функцию в следующих
эквивалентных формах (при 6„ — 1):
(Л, + щ 2~ 1 4- (/а	4у< z 22
К, (Z) =	:	 =
1 — 5, г-1- /)2г2 —... —ьмг м
,м-н
(яогНтП| г
Н - 1
- a-i г" ~ 2 ~г ■ - - ~f ам)
г
м -1
U
•0-1 Z
~ ... —
(12.32)
Р — гш) (г—2и»)• • • (г—гпм)
(12.33)
365

В выражении (12.32) коэффициенты ah и bh следует подставлять с те¬
ми же знаками, с которыми они входят в (12.4).
В выражении (12.33) z0„ — нули, а гп„ — полюсы передаточной функ¬
ции; zWl и гп„ могут быть либо действительными, либо комплексными чис¬
лами. В первом случае они расположены на действительной оси, а во вто¬
ром образуют комплексно-сопряженные пары.
Нули могут быть расположены в любой точке плоскости г, полюсы же
— только внутри круга единичного радиуса. Это условие вытекает из требо¬
вания устойчивости цепи; при рассмотрении поведения передаточной функ¬
ции на плоскости р условие устойчивости требует расположения полюсов в
левой полуплоскости. Как отмечалось выше, левая полуплоскость р ото¬
бражается внутрь единичного круга на плоскости z.
Для перехода от функции К (z) к функции Кг 0<м) следует, как это вы¬
текает из (12.18), приравнять z - е‘“г (о = 0).
Таким образом.
Кг (М -
ц„ + (1,е-"'Ч-ге —,М
\-Ь, е и"г-Ьге <2ыГ
- ■ • + ане
- ШшТ
е-Ш»7
(е/‘мГ- г0|) (е/ц)/—гвг)... (ешт-гон)
(е1шТ — гш) (е'<оГ- -гпг).., (е'мГ — znAf) '
(12.34)
Для определения АЧХ цепи в диапазоне (0, 2 лГГ) следует вычислить
модуль выражения (12.34) при изменении шТ от 0 до 2 я, т. е. при одном
обходе окружности единичного радиуса на z-плоскости. При последую¬
щих обходах окружности АЧХ периодически повторяется.
Модули разностей е'°’г — z0h и ешт — znJi являются расстояниями
отточки на окружности, соответствующей углу <лТ, до нуляг0(, или полюса
гпл. Обозначив эти расстояния через Rok и R„h, получаем для АЧХ формулу
Кг (oj) ~а0
Koi ^02 • • ■ ^ он
Л..1 ^П2 - • •
(12.35)
удобную для графических вычислений.
Вычисления особенно упрощаются при построении АЧХ в логарифми¬
ческом масштабе:
Кг ((°)дб — 20
н
lg«» + ^ Ig^uA
к**. 1
V IgKnn
*= 1
(12.36)
Если заданы нули и полюсы передаточной функции, то коэффициенты
ah и bh легко определяются с помощью известных из алгебры соотношений.
Значительно более сложной (при М > 2) задачей является определение ну¬
лей и полюсов по заданным коэффициентам ак и Ьк.
Передаточная функция К (z) и импульсная характеристика g (kT) свя¬
заны между собой парой z-преобразований, вытекающих непосредственно из
выражений (12.30) и (12.27) при замене в них s (kT) наg (kT) и S (z) на К (z):
K(z)« V g(kT)z-\	(12.37)
/(я О
g(kT) = -^- ф K(z)zi*-'>dz.
2,11 .2,1,
(12.38)
366

На окружности единичного радиуса (z — e'wr), выражение (12.37) пере¬
ходит в
00	,v
К(е'м/) = К т(1ы’П= "Vg(kT)e	(12.39)
“о
12.8.	ПРИМЕРЫ АНАЛИЗА ЦИФРОВЫХ ФИЛЬТРОВ
1.	ТРАНСВЕРСАЛЬНЫЙ ФИЛЬТР ПЕРВОГО ПОРЯДКА
(рис. 12.12) '
. Разностное уравнение подобного фильтра в соответствии с выражениями
(12.1) имеет вид
W (шТ) = ап s (гпТ) — ах s [{m — 1) Л,	(12.40)
а импульсная характеристика представляет собой пару импульсов:
ё7 (0-*(0)6(04 g (Т) б (/ — Т) -
- яй6 (t) 3- 0l 6 (t—T).	(12.41)
Передаточная функция в соответствии с (12.9) принимает вид
Кг (р) ~ До + ai ?~рТ,	(12.42)
а при представлении на z-плоскости
К (г)	«ц^г-г-а^/г.	(12,42')
Масштабный коэффициент а0 можно без ограничения общности приравнять
единице.'
На z-плоскости функция К (z) обращается в нуль в точке z0 — — аг
(рис, 12.13, а).
Для определения АЧХ фильтра подставим в (12.42) г~1 — е~шт —
= cos <07 — / sin wТ и найдем модуль функции К (е“"г):
А Ч X = | К (е"“г) | = | 1 -г а, е ->'»т | = | 1+ a, cos и>Т—ш, siп шТ \ «■
= V 1 а* ( 2а, cos о)7\	(12.43)
Результаты вычислений АЧХ для аг — 0,5 и 1 представлены графичес¬
ки на рис. 12.13, б. Аналогичные построения для а7 < 0 представлены
на рис. 12.14.
Рис. 12.12. Трансверсальный
фильтр первого порядка
Рис. 12.13, Расположение нулей передаточной
функции (а) и АЧХ (б) фильтра, представленно¬
го на рис. 12.12, при положительных коэффициен¬
тах Q]
367

Рис. 12.14. То же, что на
рис. 12.13, прн отрицательных
коэфициентах ai
Фазо-частотная характеристика фильтра
ф(шТ)=—arctg—°i sintoT—	(12.44)
i 1 4-а! cos шТ
Вне частотного интервала 0 ^ соТ ^ 2я характеристики должны быть
продолжены периодически. Из рис. 12.13, б и 12.14, б видно, что при ^=1
фильтр можно использовать для подавления колебаний с частотами, близки¬
ми к о)Т = л, а при fli = — 1 — близкими к шТ ~ 0 и 2л.
Подобные фильтры часто называют гребенчатыми режекторными фильт¬
рами.
Заметим, что при а1 = — 1 фазо-частотная характеристика линейна:
Ф (соТ) = я/2 — со772, 0 < соТ 2л.	(12.44')
2.	РЕКУРСИВНЫЙ ФИЛЬТР ПЕРВОГО ПОРЯДКА
(рис. 12.15)
Разностное уравнение в данном случае имеет вид
W (mT) - s (гпТ) 4- b, sBbrx \{m — 1) 71,	(12.45)
а импульсная характеристика
gT{t)=b(f) ьь,б(/	глч-...»
оо
= 2 b\t>(t~kT). g(kT)=s.b*.	(12.46)
U *а О
Рис. 12.15. Рекурсивный фильтр первого
порядка
Рис. 12.16. Импульсная характеристика ре¬
курсивного фильтра первого порядка при
положительном (а) и отрицательном (б)
коэффициентах bt
368

Рис. 12.17. Амплитудно-частот¬
ные характеристики рекур¬
сивного фильтра (рис. 12.13)
Это выражение получается последовательным обходом кольца обратной
связи.
Импульсная характеристика при Ьг > 0 показана на рис. 12.16, а, при
Ьг < 0 — на рис. 12.16, б.
При любом знаке Ьг для устойчивости цепи должно выполняться усло¬
вие | 6, |< 1 [см. пояснения к (12.33)1.
Передаточная функция определяется по формуле (12.30):
К (г)
1
1-6, г-1
г —6,
(12.47)
Эту же функцию можно представить в форме геометрической прогрессии
К (z) = 1 + M~4-	г-* + ...
(12.47')
которую можно также получить, применив преобразование Лапласа к выра¬
жению (12.46) с последующей подстановкой е~,ш*Г = г~к.
На г-плоскости функция К (г) имеет один полюс в точке г„ = Ьх.
Амплитудно-частотная характеристика рассматриваемого фильтра

I 1 —6, (cos (dT - / sin шТ) |
АЧХ = К =
1 - 6, е
— (Ill т
~ у 1: л? -26, covs?	1 * '
существенно зависит от знака весового коэффициента bt. Форма АЧХ при
нескольких значениях 16,1 показана на рис. 12.17. При bt > 0 получается
гребенчатый фильтр, выделяющий частоты о>Т — 0, 2л/7\ 4л/'7\ ..., а при
<С 0 — частоты со Г -■ л, Зл, 5л и т.д. С приближением |fej| к единице
полоса прозрачности фильтра уменьшается, а усиление резко возрастает.
Фазо-частотная характеристика рассматриваемого фильтра
q («Г)
- -arctg
6, sin шТ
I —(/, cos (в 7"
(12.49)
Сопоставим выражение (12.47) с (12.22). Видно, что (12.47) есть г-
иреобразование экспоненты, отвечающей условию е а/ = Ь,. Следователь¬
но, выражение (12.46) можно записать в форме
gT(t)= V е akr b(t —kT) = е-“‘ V 6 (t — kT).	(12.50)
*=0 *=0
Но эго выражение есть не что иное, как результат дискретизации экспоненты
е аГ с шагом Т |см. (2.122)1. Таким образом, приходим к заключению, что
364

о
tt/г
л
Zrt/l	а Г
Рнс. 12.18. Амплитудно-частотные характеристики цифровой (сплошная линия) и ана-
лоювой (штриховая) /?С-цепей при RC/T = 5
дискретная импульсная характеристика gr (t) цепи, представленной на
рис. 12.15, совпадает с последовательностью отсчетов импульсной характе¬
ристики g (t) аналоговой цепи (например /?С-цепи), постоянная времени ко¬
торой 1/а = RC отвечает условию
е ~аТ = fej = e~T/RC или RC — Tiln (!/&,).
При этом, однако, АЧХ цепей существенно различны. Для дискретной
цепи АЧХ определяется формулой (12.48). а для аналоговой 7?С-цепи —выра¬
жением
На рис. 12.18 АЧХ дискретной цепи (нормированная по максимальному
значению) сравнивается с АЧХ аналоговой /?С-цепи при RC/T = 5 (чему
соответствует f>, « 0,83). На участке 0< соТ< л обе кривые почти
совпадают (при RC > Г), а на участке л < о)7’< 2л ход АЧХ Кг обуслов¬
лен периодической структурой дискретного фильтра.
Разностное уравнение фильтра [см. (12.1)1 имеет вид
sBbI3! (тЛ -aoS (гпТ) + a, s [(m — 1) Т) ■+- а8 s [(m — 2) Т),
а импульсная характеристика
gr (t) = ап8 (t) + о,б (/ - Т) 4- о2 6 (t - 27"),
Передаточная функция в соответствии с (12.9)
K(2)=son 4-о,	1 о2 <~2 = (а0?2 4 а, г+йг)/2г.	(12.51)
Как и в предыдущих примерах, положим а„ = 1. Функция К (г) имеет
нули в точках
Двухкратный полюс, расположенный в точке z„ = 0, не влияет на пове¬
дение передаточной функции на г-плоскости.
У 1 + (ЯС/Т)2(ш7’)2 •
3.	ТРАНСВЕРСАЛЬНЫЙ ФИЛЬТР ВТОРОГО ПОРЯДКА
(рис. 12.19)
370

Рис. 12.19. Трансверсальный фильтр второго порядка (о) и положение нулей на «-плос¬
кости (б)
Особый интерес представляет случай а2 «=' 1 и | ал | <С 2, когда
г01. 02 ~
4 '
Модуль этого выражения равен единице, так что комплексно-сопряжен¬
ные нули z„, и z02 лежат на окружности единичного радиуса (рис. 12.19,6).
Амплитудно-частотная характеристика подобного фильтра легко опре¬
деляется из выражения (12.51) при подстановке ап — а2 = 1 и г-1 — е-,“т:
I К (е'юТ) I --= | 1 +-а, е'~,шТ + е~l2taT |	(12.52)
Домножив правую часть этого выражения на |е'“г| = 1, получим
АЧХ в | е,иГ + а, 4- е~,(йГ | = | 2 cos ©7’ + а, |.	(12.52')
Изменением коэффициента а, можно перемещать нули г01 и z02 по окруж¬
ности единичного радиуса, что равносильно перемещению. нулей на оси
частот.
В частности, при а, = — 2 получается двухкратный нуль в точке г — 1.
При этом АЧХ принимает следующий вид:
АЧХ = 2|cos соТ — 1J = 4 sin2 (©772).	(12.53)
График этой функции, представленный на рис. 12.20 сплошной линией,
соответствует широко распространенному в практике режекторному фильтру
второго порядка с бесконечно большим
затуханием на частоте ©7’ = 0 (е‘")Г= 1).
При а, = — у 2 нули z = (l/yr2)x
X (1 ± t) = e± 'ш» г, (о0Т = 45° (см. рис.
12.19. б). Соответствующая АЧХ изобра¬
жена на рис. 12.20 (штриховая линия).
Сопоставим выражение (12.52) в част¬
ном случае а: = —2
| К (е‘'0,г) | = | 1 — 2е-"оГ + е ~Г2мТ |
с аналогичным выражением (12.43) при
- 1
K(e'<"r)| = | 1—е-'ч,,г).
Рис. 12.20. Амплитудно-частот¬
ная характеристика фильтра
(рис. 12.19, а) при а0=1,
а2 = 1 и а, = —2
371

Очевидно, что режекторный фильтр второго порядка можно реализовать
каскадным соединением двух фильтров первого порядка.
Очевидно также, чтоФЧХ подобного фильтра линейна и может бытьпо¬
лучена удвоением правой части формулы (12.44').
4.	РЕКУРСИВНЫЙ ФИЛЬТР ВТОРОГО ПОРЯДКА (РИС. 12.21)
Передаточную функцию запишем сначала в форме
К (г)= 1/—(l^z-1—b2z-2)=z2/(z2 —bxz —A)=z2/(z—zul) (z—z,l2), (12.54)
соответствующей случаю а0 = 1, ау = 0, а2 = 0, когда нули передаточной
функции (в данном саучае двухкратный нуль) имеются только в точке г = О,
т. е. в центре окружности единичного радиуса.
Корни уравнения z2 —• Ьгг— Ь2 — 0 (полюсы)
zni,2 = Ь^/2 ± V b\/4 + b2.	(12.55)
При b2 < 0 и, кроме того, \Ь2\ >• bV4 полюсы гш и га2 — комплексно-соп¬
ряженные числа:
z„i = V2 + i V | b21 —b\!4, zll2 —Znl •
В этом случае
(г — zDl) (z —zn2) =z2— 2 Re (znM) г + | z0, ,-> |®,
откуда вытекают следующие соотношения между коэффициентами полинома
в (12.54) и полюсами:
bt- 2 Re (znl..,), Ь.г = — | zul>212.
Представив zIUi2 в форме
«ni.* = l2i,i..|e±,“nr =ле±лЧ	(12.56)
где г — |znli2| — расстояние полюса от начала координат, a <р„ = ы„Т —
азимут полюса (рис. 12.22), получим
6] = 2л cos ш|( Т, Ь., ~ — г~.	(12.57)
Для определения АЧХ рассматриваемой цепи подставим в (12.54)
г е'<оГ и возьмем модуль
| К(е'Чо/‘)| — Кг(ы>— 1/|(е'1,,/ — ге""" 7)(е'0'7 — re-"0'" 1 ) |.	(12.58)
Рис. 12.21. Рекурсивный цифровой фильтр второ¬
го порядка
Рис. 12.22. Положение полюсов цифрового фильт¬
ра на г-плоскости
.372

Рис. 12.23. Амплитудно-частот¬
ные характеристики рекурсив¬
ного фильтра второго порядка
(рис. 12.21) при an= 1. д, = 0
И «2 = 0
При заданном положении полюсов (т. е. при заданных г и соп Т) АЧХ
удобно строить по формуле (12.38), измеряя RM и Rni по чертежу. В данном
случае для упрощения вычислений используем формулу (12.58) для частного
случая (о„Т = 90°. При этом выражение (12.58) легко приводится к виду
Кт(<л) = \!\ 1 f 2г2соз2<оГ + г4.	(12.59)
Графики функции Кг (со) для г — 0,75; 0,875 и 0,9375 представлены
на рис. 12.23. С приближением г к единице рассматриваемая цепь приближа¬
ется к резонатору с весьма высокой добротностью. При этом, однако, возни¬
кает опасность потери устойчивости.
Рассмотрим передаточную функцию второго порядка более общего вида,
соответствующую схеме на рис. 12.21:
К (z) ж	+±*-г"'2 - а<1	~ аг (г) рГ (г).	(12.60)
1 -Ь, г-»-Л.,г-2	(*—г,,,) (г—г,,*)
Как указывалось в §12.5 1см. формулу (12.12) и пояснение к ней!, фильтр
с передаточной функцией (12.60) можно трактовать как каскадное соедине¬
ние нерекурсивного фильтра 1с передаточной функцией а г (г)! и рекурсив¬
ного [с передаточной функцией |$т (z)l. Такое сочетание можно использовать,
в частности, в режекторном фильтре, рассмотренном в п.1 и дополненном
обратными связями для выравнивания АЧХ в полосе прозрачности фильтра.
На рис. 12.24 показаны график функции \ат (соТ)|, перенесенный с
рис. 12.20 (при а0 — а2 = 1, щ — — 2), график функции |Рг (оэ7’)| при ко¬
эффициентах Ь, — 0.21875 и Ь., - 0,4375, а также результирующая АЧХ.
Рис. 12.24. Амплитудно-частот¬
ные характеристики рекурсив¬
ного звена с прямыми связями
(1), звена с обратными связя¬
ми (11) и цифрового фильтра
в целом
373

12.9.	ЦИФРОВЫЕ ФИЛЬТРЫ С КОМПЛЕКСНЫМИ
ВЕСОВЫМИ КОЭФФИЦИЕНТАМИ
Переход от действительных весовых коэффициентов к комплексным при¬
дает фильтрам новые свойства, важные для обработки комплексных сигна¬
лов.
Для выяснения сути дела обратимся к простому рекурсивному фильтру
первого порядка с передаточной функцией (12.47) и подставим в это выраже¬
ние вместо Ь1 комплексный коэффициент by = Ьх ibu = ге'<0|,г:
К (г) — 1/(1 —г—1) = 1/(1 — -г,, г-1) = г/(г — гп),	(12.61)
где гп — Ьу — re'""7 — единственный полюс, который может быть распо¬
ложен в любой точке внутри единичного круга r<C 1 (условие устойчиво¬
сти). Угол соп Т может быть любым в интервале от —л до л.
Сигнал на входе фильтра зададим в виде последовательности отсчетов
(s (m)}, взятых из соответствующего комплексного континуального сигнала
s (/) = sc (t) -Ь isa (/).
Схема замещения рассматриваемого фильтра показана на рис. 12.25,о.
Для построения развернутой схемы исходим из разностного уравнения (см.
§ 12.8, п. 2)
«вых = s (m) + by sBblx (in - 1).
Подставляя Ь, = bx — ib„ и s (m) = se (m) -f- is* (m), приходим к алго¬
ритму
«с вых (Я1) "Ь й, вых \М) — Sc (Ш) f Ьх S(, Bb)x (tn 1)	1) "Е
-|- i [s, (m) +• by sc ьых (m - 1) +- bx ss Hb|X (m — 1)].
Этот алгоритм реализуется схемой, представленной на рис. 12.25, 6.
Обратимся теперь к выражению (12.61) и подставим г = е№Т, а также
z„ = ге'“пГ. В результате получим
К(е'№Г) =	!	=			*
l_re<-nre-'w 1	Г
откуда следует простое выражение для АЧХ фильтра
| К (е“”г) | = 1/| 1 -Е г®— 2г cos (со —гоц1 Т
[ср. с (12.48)].
Максимальное значение АЧХ = 1/(1 — г) соответствует частоте со =
= соп. Существенно, что при заданном г значение максимума АЧХ не зави¬
сит от резонансной частоты со„Т.
Рис. 12.25. Рекурсивная схема первого порядка с комплексным весовым коэффициен¬
том Ь |
374

Уне. 12.26. Положение полюса функции R (е'ыТ) и АЧХ фильтра, показанного на
рис. 12.25
График АЧХ при показанном на рис. 12.26, а положении полюса za,
соответствующем со>0, представлен на рис. 12.26, б. При изменении знака
перед Ьх, т. е. при положении полюса ниже оси х, полоса прозрачности
фильтра будет в диапазоне со < 0 или, что то же самое, в диапазоне л ^ со7^
^ 2я (на рис. 12.26, б АЧХ обозначена штриховой линией).
Итак, однополюсный резонатор, т. е. рекурсивный фильтр первого по¬
рядка с комплексным коэффициентом bv позволяет осуществить фильтр,
реагирующий либо только на положительную, либо только на отрицательную
частоту. С понятием колебания отрицательной частоты как с физическим
процессом мы встретимся в § 13.9 при рассмотрении квадратурной обработки
сигнала.
Обратимся к рассмотрению цифрового трансверсального фильтра перво¬
го порядка с комплексным весовым коэффициентом.
В п. 1 § 12.8 было показано, что трансверсальный фильтр первого поряд¬
ка (см. рис. 12.12) с действительным весовым коэффициентом а, позволяет
осуществить режекцию (подавление) колебаний на частотах ыТ = 0 и
(of = 2л (при а1 — —1, см. рис. 12.14, б) или на частоте соТ — л (при аг =1,
см. рис- 12.13, б).
Найдем характеристики аналогичного фильтра при комплексном весо¬
вом коэффициенте аг — ах -f iay (рис. 12.27, а).
Передаточная функция фильтра
К (г) =• 1 -f a, z~L	(12.62)
имеет нуль в точке г0 — = а,’, а разностное уравнение
5ВЫх(т)= s (m) -bat s (т — 1).
Подставив s (т) = sc (т) -f iss (т) и = ах -f- ш(/, придем к следующе¬
му результату':
sc вых (т) + is, вЫх (т) — s,, (in) + ах se (т — 1) — аи s„ (т — 1) -f i [ss (т) +
+ axss(m~-l)-j-ayscim— 1)1.
Соответствующая этому алгоритму развернутая схема представлена на
рис. 12.27, б.
Для определения АЧХ фильтра подставим в (12.62) г = е'",г и ах —
— ах -i- ia,j = — е'ш«г, где w0 — частота, на которой должно обеспечивать¬
ся подавление колебания. Иными словами, нуль передаточной функции z0
должен находиться на окружности \z\ = 1.
375

Рис. 12.27. Трансверсальный фильтр первого порядка с комплексным коэффициен¬
том d|
Тогда
К (е'шГ) = 1 —eia,« т е~‘ыТ = 1 — cos (со — ©„) Т ~ i sin (w—<о0) Т
и АЧХ фильтра
| К(е'ыГ) | = 2
sin
(со—coo) Т
2
Задавая весовые коэффициенты соотношениями ах = — cos со„ Т, ау —
= — sin (o„T, можно перемещать нуль АЧХ во всем частотном диапазоне
от 0 до 2л.
12.10.	ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АНАЛОГ—ЦИФРА.
ШУМЫ КВАНТОВАНИЯ
АЦП
ЦАП
В предыдущих параграфах при изучении дискретных фильтров вопрос о
неизбежной погрешности преобразования входного сигнала из аналоговой
формы в цифровую не рассматривался. Погрешность возникает при кванто¬
вании сигнала на конечное, ограниченное число уровней. Чтобы выявить
характер этой погрешности, вернемся к
структурной схеме на рис. 12.1 и выде-
лим из нее два устройства: АЦП и ЦАП.
Рассмотрим сначала совместную ра¬
боту этих устройств, без учета цифрового
фильтра при подаче на вход АЦП посто¬
янного напряжения различного уровня
иг (рис. 12.28, а). Основным параметром
АЦП является число разрядов, исполь¬
зуемых для кодирования входного на¬
пряжения. При двоичном коде число
разрядов определяется числом двоич¬
ных элементов (например, триггеров),
каждый из которых может находиться
в одном из двух состояний: с нулевым
или ненулевым напряжением на выходе.
Одному из этих состояний условно при¬
писывается нуль, а другому — единица.
Рис. 12.28. Преобразование А-Ц и ПРивч?пА ДВ0ИЧНЫХ Цементов г на вы-
Ц-А (а), характеристика квантова- ходе АЦП П0ЛУчаетСЯ комбинация (ко¬
пия (б) и ошибка квантования (я) довое число) из г символов, каждый
376

из которых может принимать одно из двух значений (нуль или еди¬
ница).
Как указывалось в §12.1, число возможных различных комбинаций
L = 2Г и определяет число дискретных уровней, на которое может быть раз¬
бит диапазон изменения входного напряжения.
В ЦАП осуществляется обратное преобразование. Каждой комбинации
нулей и единиц, поступающих на вход ЦАП, соответствует определенный
дискретный уровень выходного напряжения. В результате при равномерном
шаге квантования А зависимость и2 от приобретает вид ломаной линии,
показанной на рис. 12.28, б.
Устройство, представленное на рис. 12.28, а и обладающее подобной
характеристикой, должно рассматриваться как нелинейное, а разность и2—
— ut = q — как ошибка, погрешность квантования. Видно, что на¬
ибольшая ошибка, по абсолютной величине не превышающая Д/2, с возрас¬
танием остается неизменной (рис. 12.28, в).
Продолжим это рассмотрение для гармонического входного колебания
s (t) (рис. 12.29, а). Колебание sBUX (t) приобретает ступенчатую форму, от¬
личающуюся от входного колебания s (t) (на рис. 12.29, б, показанного тон¬
кой линией), а ошибка квантования принимает вид функции
<7(0=*вь>x(0—s(0>
представленной на рис. 12.29, в.
При изменении в широких пределах амплитуды и частоты гармоничес¬
кого колебания s(t) изменяется только частота следования зубцов: форма их
остается близкой к треугольной при неизменной амплитуде Д/2. Функцию
q (t) можно назвать помехой или шумом квантования. Нетрудно
вычислить среднюю мощность шума квантования. При допущении треуголь¬
ной формы зубцов (рис. 12.29, в) с амплитудой Д/2 средняя за длительность
одного зубца мощность равна (1/3) (Д/2)2 = Д2/12. Так как эта величина не
Рис. 12.29. Сигнал на входе (а) и выходе (б) квантующего устройства; помеха кванто¬
вания (в)
377

зависит от длительности зубца, можно считать, что средняя мощность шума,
квантования
Рд=Д2/12.	(12.63)
Этот результат, выведенный для гармонического сигнала, можно рас¬
пространить и на любой другой сигнал, в том числе и случайный. Отличие
лишь в том, что функция q (t) будет случайным процессом из-за случайной
длительности зубцов.
Нетрудно вычислить и отношение сигнал -помеха при квантовании. При
высоте ступени Д и общем числе ступеней, укладывающихся в пределах ха¬
рактеристики АЦП, равном L, амплитуда гармонического сигнала не должна
превышать величины ДД/2, а средняя мощность сигнала — величины 1/2х
X (АД/2)2 (во избежание ограничения сигнала). Следовательно, отношение
сигнал-помеха при квантовании гармонического колебания
PjPq < 3L2/2.
Так как число уровней L связано с числом двоичных разрядов г соотно¬
шением L = 2Г, то последнее выражение можно представить в форме
Ps/Pg — (3/2) 22г.	(12.64)
Это соотношение можно рассматривать как частный случай общего выраже¬
ния
PJPq = 3-22r/KU,	(12.65)
где КпФ — пик фактор сигнала, т. е. отношение максимального значения к
среднеквадратическому.
При гармоническом колебании КВф = 1^2, что и приводит к выражению
(12.64); при случайном сигнале с нормальным законом распределения КПф
может быть принят 2,5—3 (см. §4.2, п.З); В этом случае PjPq « 22г/3, а
среднеквадратическое напряжение сигнала не должно превышать ~ LA/6.
Физический смысл выражения (12.65) очевиден: с увеличением числа раз¬
рядов г очень быстро возрастает число дискретных уровней, приходящихся
на заданный диапазон изменения s (t), и, следовательно, снижается перепад
А двух соседних уровней.
При грубой оценке превышения сигнала над шумом квантования исхо¬
дят из соотношения PJPq « 22г или, в децибелах,
ПДБ = (Ps/Pq) дБ = 10 lg 22' = 10 • 2r lg 2 « 6г.	(12.66)
В современных АЦП число разрядов достигает десяти и более. При этом
величина Пдб, характеризующая динамический дапазон АЦП, равна при¬
мерно 60 дБ (6 дБ на один разряд)х.
Другой важной характеристикой шума квантования является его спект¬
ральная характеристика. При гармоническом колебании на входе АЦП по¬
меха квантования является периодической функцией времени.Спектр ее яв¬
ляется линейчатым, содержащим только частоты, кратные частоте входного
колебания. Из-за зубчатой формы функции q (t) (см. рис. 12.29, в) спектр шу¬
ма богат высшими гармониками.
При входном воздействии типа случайного процесса с дисперсией а2
и со среднеквадратической шириной спектра fa ок статистические характе¬
ристика шума квантования зависят не только от характеристик исходного
процесса s (t), но и от соотношения между а8 и Д. В частности, при а6 Д
1 При пикфакторе АГПФ ~ 3 [(см. 12.65)] £>дБ уменьшается до 5,5 дБ на одни
разряд.
378

ширина Leu спектра шума кван¬
тования Wq (<о) во много раз
больше ширины Дск спектра
процесса s (t).
Введем в рассмотрение дис¬
кретизацию входного сигнала.
На рис. 12.30 представлены
одна из реализаций случайного
сигнала s(t) И совокупность Рис. 12.30. к определению ошибки квантования
выборок, взятых с шагом Т. В
АЦП каждая выборка преобразуется в цифровой код, как это было описано
в §12.1 и в начале данного параграфа для постоянного напряжения.
Как это очевидно из предыдущих рассуждений, преобразование осу¬
ществляется с ошибкой, заключенной в пределах ± Д/2. Если выборки бе¬
рутся из случайного сигнала, а изменение функции s (t) за время Т превыша¬
ет Д или тем более несколько Д, то ошибки в различные отсчетные моменты
времени пТ и (п -j- 1) Т можно считать взаимно независимыми и равнове¬
роятными. Дисперсия случайной величины q, равновероятной в интервале
(—Д/2, Д/2), равна (1/3) (Д/2)2 (см. § 4.2, п. 1). Этот результат совпадает с вы¬
ражением (12.62), полученным усреднением мощности шума квантования по
времени. Сделанные выше допущения равносильны утверждению, что диск¬
ретная последовательность ошибок q (пТ) соответствует выборкам из некор¬
релированного шума, т. е. шума с равномерным спектром. Этот спектр, как
отмечалось выше, во много раз шире спектра исходного случайного процес¬
са s (t). В связи с этим шум квантования обычно рассматривают как белый
шум, аддитивный по отношению к s (/). Так как квантование осуществляется
на входе цифрового фильтра, то шум квантования можно трактовать как
собственный шум цифрового фильтра (отнесенный к его входу).
Определим спектр шума квантования. Пусть полная ширина спектра шу¬
ма квантования в отсутствие дискретизации равна fq Ск. При дискретизации
шума квантования с шагом Т = 1/Д результирующий спектр является сум¬
мой парциальных спектров, сдвинутых один относительно другого на Ох—
= 2л/Т (т- § 2.17, рис. 2.35). Особенностью рассматриваемого случая яв¬
ляется то, что /„ ск > 1 /Т = Д, так что имеет место многократное перекры¬
тие спектров.
В пределах частотного интервала (0, Д) мощность каждого отдельного
спектра (Д2/12) Д/Дск. Но число перекрывающих спектров равно fqcк//,.
Результирующая мощность шума квантования в полосе (0, Д) будет Д2/12.
Можно поэтому считать, что в указанном частотном интервале спектр равно¬
мерен (белый шум) и равен
Г» =(Д2/12)(1/Д), 0 < f < Д.	(12.67)
При АЧХ цифрового фильтра Кт(®) спектр шума квантования на вы¬
ходе фильтра
^двЫХИ = (1/12)(Д2/Д)/С?(со), -(о1/2<сй<со1/2,	(12.68)
а средняя мощность (дисперсия)
ш,/ 2
о? вь1х = -|г- -7- f KH(o)da>.	(12.69)
12	/, 2я J
— ш,/2
Для иллюстрации количественной стороны вопроса определим основные
параметры шума квантования на выходе режекторного фильтра второго по¬
рядка, рассмотренного в п. 3 § 12.8, при следующих данных: число разря.
379

дов квантования г = 8; раствор характеристики АЦП 10 В; шаг дискрети¬
зации Т = 1/Ц = 1 мс; f1 = 1000 Гц.
Шаг квантования Д найдем, разделив 10 В на число уровней:
L = 2r = 28 = 256, Д = 10/256 « 0,04 В = 40 мВ.
Дисперсия шума на входе
о* ftt Д2/12 = (4- 10-а)2/12« 1,3-10~4 В2, <х, » 1,1 • 10-2 В = 11 мВ.
Основываясь на АЧХ Кг (to) = 4 sin2 (со772) [см. (12.53)1, находим
(о,/2	и,/2
0
Применяя формулу (12.69), получаем
°*ВЫХ“1Г 7Г Т' 2 ’ <Т9вых~ у? ~26 в’
Итак, уровень собственных шумов квантования на выходе рассматривае¬
мого фильтра равен 26 мВ.
Форма спектра этого шума повторяет форму квадрата АЧХ:
^9»ых(и)«-| 16 sin4« 2-10-® sin4 ■— В2/Гц.
В заключение укажем на требования, предъявляемые к АЦП в зависи¬
мости от скорости изменения входного сигнала s (t). Длительность выборки
т0 задается малой, чтобы изменение s (i) за время т0 было пренебрежимо мало.
Во всяком случае, это изменение должно быть меньше А. В современных
АЦП т0 уменьшают до единиц наносекунд.
В § 12.1 указывалось, что электронный ключ, с помощью которого бе¬
рутся из сигнала s (i) выборки, имеет /?С-цепь для запоминания уровня вы¬
борки на время, необходимое для срабатывания АЦП. В быстродействующих
АЦП это время составляет десятки наносекунд.
12.11.	ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ЦИФРА—АНАЛОГ
И ВОССТАНОВЛЕНИЕ КОНТИНУАЛЬНОГО
СИГНАЛА
Обратное преобразование сигнала из цифровой в континуальную фор¬
му 1 производится с помощью двух устройств: 1) ЦАП; 2) синтезирующего
фильтра (см. схему на рис. 12.1).
В ЦАП имеются набор источников фиксированных напряжений, соот¬
ветствующих каждому из г разрядов, и устройство для синхронного подклю¬
чения (или отключения) этих напряжений к сумматору в зависимости от по¬
ступающих из АЦП символов (имеется в виду схема на рис. 12.28, а). Напря¬
жение на выходе ЦАП максимальное, когда со всех элементов поступают еди¬
ницы. Пусть, например, число разрядов г = 4 и, следовательно, число ди-
1 В ряде применений цифровой фильтрации не требуется обратного перехода от
цифрового сигнала к аналоговому. Так, в радиолокационных системах с цифровой об¬
работкой сигнала последний вводится в ЭВМ непосредственно в цифровой форме.
380

Рис. 12.31. Выборки в виде прямоуголь- Рис 12.32. Тактовый импульс
ных импульсов
скретных уровней L — 24 = 16, а максимальное напряжение сигнала ус¬
ловно равно 1 В. Тогда цена самого младшего разряда 1/16 В, следующего за
ним 1/8 В, затем 1/4 и 1/2 В. При кодовом слове, поступающем от АЦП в ви¬
де 0,1111, напряжение на выходе ЦАП будет 1/2 + 1/4 + 1/8	1/16 =
= 15/16 В (максимальное значение), а при слове 0,0001 1/16 (минимальное
значение). Кодовому слову 0,0010 соответствует напряжение 2/16 В, слову
0,1000 1/2 В и т. д.
Указанные напряжения поддерживаются на выходе ЦАП в течение вре¬
мени т0 < Т, а иногда вплоть до поступления новой кодовой группы (т0 =Т).
В результате при фильтрации сигнала s (t) на выходе ЦАП появляется
напряжение в виде импульсной последовательности, представленной на
рис. 12.31 (при т„ < Т). Амплитуды прямоугольных импульсов равны соот¬
ветствующим отсчетам, поступающим (в закодированном виде) от АЦП.
Спектр такой последовательности имеет сложную структуру. Фильтр
на выходе ЦАП с полосой пропускания, меньшей или равной частоте fj2
(где/х = ИТ — частота повторения импульсов), выделяет основной частот¬
ный интервал, в котором содержится вся информация о сигнале s (f) (спектр
которого должен быть не шире fm = fj2). На этом и заканчивается процеду¬
ра восстановления континуальной формы профильтрованного сигнала. Сле¬
дует, однако, иметь в виду, что спектр последовательности «толстых» им¬
пульсов, показанных на рис. 12.31, может, существенно отличаться от спект¬
ра, найденного в § 2.17 для тонких импульсов (теоретически б-функция).
В данном случае импульсную последовательность (см. рис. 12.28) нельзя тракто¬
вать просто как произведение континуального сигнала s ()) на тактовую последова¬
тельность прямоугольных импульсов. Каждый из прямоугольных импульсов с ампли¬
тудой s (kT) можно представить в виде свертки щзямоугольного импульса о0 (t), пока¬
занного на рис. 12.32, с функцией s (kT) б (t — kT).
Действительно,
СЮ
s(kT) J" Oo (i— т) б (т — kT) dx — s (kT) v0 (i—kT)=.
— oo
( s(kT) при kT < / < kT-\-x0,
(	0 при tCkT и t>kT-\-Tq.
Таким образом, всю последовательность импульсов на выходе ЦАП (в отсутствие
ЦФ для схемы, показанной на рис. 12.28, а) можно записать в виде
00	г
sT (t) = s(kT) 1 v0 (t — т) 6 (t—kT) dr —
k=o	J
j v0(1—t)
s (kT) б (t — kT)
6— 0
dx.
(12.70)
381

Получилась свертка двух функций: у0 (t) и sT (t) = 2 * (кТ)Ь (t — kT). Пер-
А=0
вой соответствует спектральная плотность [см. (2.69) н рис. 2.15)]
Vp (ш) — т0
si" (мт0/2)
(шт0/2)
оо
а функции 2 s (Л7) 6 (т — кТ) — спектральная плотность [см. (2.123)]
А—О
Sr
2л
Г
)•
Следовательно, временной свертке (12.170) соответствует спектральная плот¬
ность, равная произведению [см. (2.64)]
Sf (ш)
= j^To
sin (mTq/2)	_
((dt0/2)
_to_ sin (o)Tq/2) e_imto/2
T (o)T0/2)
(Ufvi
2 •(—*)•
(12.71)
Множитель
^цап( 2° )“
To
T
sin (mTq/2)
(o)T0/2)
(•nt
2
(12.72)
можно рассматривать как передаточную функцию преобразователя цифра-аиалог. Та¬
ким образом, АЧХ преобразователя.
Лцап (сото/2) —=
То
sin ((от0/2)
(оТо/2
(12.72')
Графики ТСцап Для значений т0 < Т и т0 = Т показаны иа рис. 12.33 штрих-
пунктиром, а графики Sf (ш) — сплошной линией. Штриховыми линиями пока¬
заны истинные спектры сигнала s (t), которые получились бы при бесконечно тонких вы¬
борках.
382

Рис. 12.34. Амплитудно-
частотная характеристи¬
ка синтезирующего филь¬
тра: идеального (сплош¬
ная линия) и реального
(штриховая линия)
Лф
у'
/
\
i
у
ч.
А
-f(/2 О ff/2 f
Видно, что утолщение импульсов приводит к деформации спектра обрабатываемого
сигнала, причем эта деформация выражена сильнее для высших частот сигнала.
Остановимся в заключение на требованиях к АЧХ синтезирующего
фильтра Кф (со). Идеальная характеристика показана на рис. 12.34 сплошной
линией. Если спектр полезного сигнала значительно уже частотного интер¬
вала (— fj2, /,,/2), то требования к крутизне скатов характеристики мо¬
гут быть ослаблены (см. штриховую линию на рис. 12.34).
12.12.	БЫСТРОДЕЙСТВИЕ АРИФМЕТИЧЕСКОГО
УСТРОЙСТВА ЦИФРОВОГО ФИЛЬТРА
Структурная схема любого цифрового фильтра содержит элементы памя¬
ти Т, сумматоры и перемножители. Совокупность этих элементов образует
арифметическое устройство фильтра. (Коммутирующие устройства, необхо¬
димые для синхронной записи и считывания двоичных символов в элементах
памяти, и другие вспомогательные цепи здесь не рассматриваются.)
Элементы памяти Т представляют собой набор двоичных элементов, чис¬
ло которых равно числу разрядов г.
Перемножители, реализующие весовые коэффициенты а0, аи аг, .... и Ь,,
Ь2,..., работают по принципу поразрядного перемножения всех разрядов
входного числа на каждый из разрядов числа, представляющего весовой ко¬
эффициент, и последующего суммирования частных произведений. Число
двоичных разрядов гаЛ, используемых для представления весового коэффи¬
циента, зависит от требуемой точности вычислений. В больших ЭВМ га>ь
достигает 32 и более разрядов, в цифровых фильтрах можно ограничиться
4—16 разрядами. Если входной сигнал s (t) представлен г разрядами, то для
полного сохранения содержащейся в нем информации произведение s (i) ah
требует г + га разрядов, а произведение s (t) bh соответственно г + гь раз¬
рядов. На это число разрядов должны быть рассчитаны все последующие эле¬
менты цифрового тракта. Для уменьшения объема аппаратуры обычно идут
на округление произведения путем отсекания младших разрядов. Это при¬
водит к ошибке, которую называют шумом округления.
Статистические свойства шума округления, в основном совпадают со
свойствами шума квантования; дисперсия шума округления приравнивает¬
ся величине Д|,/,/12, где Аа Ь— перепад уровней, соответствующий отбра¬
сываемому разряду произведения.
Одной из важнейших характеристик арифметического устройства цифро¬
вого фильтра является его быстродействие, определяемое числом операций,
которые необходимо произвести за время Т, и длительностью одной опера¬
ции. Последняя не может быть меньше времени срабатывания двоичных эле¬
ментов (триггеров). Быстрое и непрерывное развитие микроэлектронной тех¬
ники с каждым годом сокращает инерционность электронных приборов, ис¬
пользуемых в вычислительной технике. В современных приборах время сра¬
батывания составляет единицы наносекунд.
Определим число операций, которое необходимо совершить за время
Т при обработке сигнала по заданному алгоритму. В качестве исходного ал¬
383

горитма возьмем свертку, определяемую выражением (12.3). Из этого выра¬
жения видно, что для определения одной п-й выборки выходного сигнала тре¬
буется совершить п операций перемножения и столько же операций сложе¬
ния. При числе выборок в обрабатываемой реализации сигнала > 1 об¬
щее число операций умножения (N/2) N = N2/2 (столько же операций сло¬
жения).
Как уже отмечалось выше, операция умножения осуществляется много¬
кратным сложением, причем число элементарных сложений определяется
числом разрядов сомножителей. При длительности одной операции сложе¬
ния Tj и числе разрядов г общая длительность обработки N выборок
7„бр = (Л/2/2) (г + 1)tj. В тех случаях, когда требуется обработка «в ре¬
альном времени», т. е. по ходу поступления сигнала s (/), 7обр не должно
превышать длительности обрабатываемой реализации 7С — NT. Отсюда по¬
лучается условие
-^-(r + l)xlSS:7c = jV7 или 7>-^(r+l)Tl.
Подставляя в это неравенство 7 = 1/2 fM, приходим к следующей гру¬
бой оценке наивысшей допустимой частоты сигнала:
В частности, при N = 1000, г — 10 и = 1 нс
/т< 1/10МЫ0-9» 10s Гц.
При обработке более коротких сигналов, например с базой N — 50,
частота может быть доведена до 2 МГц.
Как видим, применение цифровых фильтров, работающих в режиме по¬
следовательного анализа, ограничивается в настоящее время обработкой
относительно низкочастотных сигналов.
В § 12.13 будет рдссмотрен один из возможных способов повышения бы¬
стродействия цифровой обработки.
При переходе к параллельному анализу с помощью нескольких каналов
ценой усложнения и удорожания аппаратуры быстродействие можно сущест¬
венно повысить. В принципе быстродействие можно довести до величины,
близкой к тг, т. е. fm sgl 1/tj
Главной особенностью цифрового фильтра является то, что его характе¬
ристики — амплитудно- и фазо-частотная — определяются всего лишь весо¬
выми коэффициентами в прямых и обратных связях и шагом дискретизации
7. Это позволяет строить фильтры с характеристиками, реализация которых
с помощью обычных фильтров на индуктивностях и емкостях весьма затруд¬
нительна или даже вовсе невозможна.
Применением кварцованных источников колебания тактовой частоты
можно обеспечить очень высокую стабильность частотных характеристик.
Цифровые фильтры надежны в работе, не требуют подстройки и нечувстви¬
тельны к температурным и иным условиям эксплуатации. Простота осуществ¬
ления устройств памяти при использовании цифровых сигналов делает циф¬
ровые фильтры незаменимыми при обработке, требующей задержку сигнала
во времени. Наконец, следует отметить удобство сопряжения цифровых
фильтров с ЭВМ.
Благодаря всем этим преимуществам цифровые фильтры, несмотря на
сложность схемы и необходимость синхронизации управления электронными
ключами, находят все большее распространение.
384

12.13.	АЛГОРИТМ ЦИФРОВОЙ ФИЛЬТРАЦИИ
ВО ВРЕМЕННОЙ И ЧАСТОТНОЙ ОБЛАСТЯХ
Рассмотренные в предыдущих параграфах данной главы простейшие
трансверсальные и рекурсивные цифровые фильтры находят широкое приме¬
нение при обработке относительно коротких дискретных последовательнос¬
тей. При сложных сигналах с базой N, достигающей десятков, сотен и даже
тысяч, структура фильтра усложняется и возникает проблема сокращения
вычислительных затрат.
Как и в аналоговой технике, в зависимости от способа задания фильтра—
импульсной характеристикой (g (&)} или передаточной функцией Кг (ш) —
возможны два подхода: во временной, или в частотной области.
Временной подход основан на вычислении дискретной свертки
sBbix(*)= 2 s(m—k)g(m), k—0, 1 ..., N — 1,	(12.73)
m = 0
где N = Ns + Ng, Na и Ng — числа отсчетов входного сигнала и импульс¬
ной характеристики.
Частотный (спектральный) подход основан на вычислении ДПФ
.V_t	/г,1
s (я) = 2 sWe ’ n=s°>	•••> N~(12-74)
k = 0
с последующим применением ОДПФ
*вых(*) = ^У$(п)Кт(т)е^кп, *=0, 1, .... Л7 — 1.	(12.75)
N ~
п = 0
Дискретная передаточная функция Кг (in) определяется выражением
(12.39) при подстановке (лТ = пАшТ — п.
Функциональная схема определения sablx (k) представлена на рис. 12.35.
Хотя число отсчетов Ns во входной последовательности сигнала на Ng
меньше, чем N, используется /^-точечное ДПФ, т. е. предусматривается Ng
нулевых отсчетов. При этом число спектральных коэффициентов на выходе
ДПФ, а следовательно, и временных отсчетов на выходе ОДПФ будет N =
— Ns + Ng, как и при использовании алгоритма свертки по выражению
(12.73). Тем самым устраняются искажения сигнала из-за перекрытия по¬
следовательностей во времени. (Последовательности {sBblx (k)} циклически
повторяются с периодом Ns = Na -f Ng).
Очевидно, что вычисления по алгоритму рис. 12.35 дают результат, эк¬
вивалентный вычислению свертки сигнала (s (k)} с импульсной характерис¬
тикой {g (&)} по формуле (12.73).
Первый этап, т. е. вычисление ДПФ, представляет собой спектральный
анализ входного сигнала и во многих практических задачах имеет само¬
стоятельное значение. При больших значениях N вычисление ДПФ требует
очень большого числа .
арифметических операций.
Из формулы (12.74) сле¬
дует, что для определения
одного спектрального ко¬
эффициента S (я) требуется k~o,i,...,N-i
N умножений s (k) на ком¬
плексное число и N сложе
ний, а на все N коэффици
ДПФ W mwU-|
{S(W)
п=0,
ОДПФ
(s <n)KT(in)i	{seBlxftJ}
Рис. 12.35. Структурная схема цифровой фильтрации
в частотной области
13 Зак. 1326
385

ентов требуется N2 умножений и столько же сложений. Так, при
N = 210 = 1024 требуется ~ 10е умножений и сложений.
При использовании алгоритма свертки (12.73) требуется приблизитель¬
но столько же арифметических операций. Это обстоятельство долгое время
препятствовало применению цифровой техники к обработке сложных сиг¬
налов. Существенный сдвиг в этой области произошел благодаря открытию
нового алгоритма, известного под названием «быстрое преобразование Фу¬
рье» (БПФ). В связи с широким внедрением БПФ в цифровую обработку ал¬
горитм свертки применяется в основном при фильтрации малобазовых сигна¬
лов.
12.14.	БЫСТРОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ФУРЬЕ
Суть этого алгоритма заключается в многократном членении заданной
последовательности временных отсчетов на более короткие последователь¬
ности. Поясним достигаемый при этом выигрыш на примере одного первого
разбиения.
Пусть задана последовательность отсчетов {s (k)}, k — 0, 1,..., N— 1,
причем число N является степенью двойки, т. е. N — 2Г, где г—целое число.
Разобьем эту последовательность на две подпоследовательности, как показа¬
но на рис. 12.36. Для первой из них, составленной из четно пронумерован¬
ных отсчетов s (2k) *= Si (k) (рис. 12.36, б), выражение, аналогичное (12.14),
должно быть записано в форме
4—1	-г-1
2 swnn= 2 $(2k) Wpfn= 2 м*)п*п>«-о, 1	{-1.
к= 0	&г=0	/г= 0
(12.76)
Здесь и в дальнейшем используется обозначение Ws —e~nnlN. Для вто¬
рой (нечетной) подпоследовательности, составленной из отсчетов s (2k +1)=
=Su (k) (рис. 12.36, в), ДПФ можно записать в форме
ы— I	г !	Л'—I
V s (k) W% = У s (2k + Р U/.V2*+1) " = Vsn (k) Wj**+ 4 »
k-^i	9	fr-0
4-*
-n 2 «»(*) wNn’ n=0> l> •••’ y-1-
ft=0
(12.77)
tTTTTttt1TTt
ХДД
ей)
a) ZJL
0 1	2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 11 /3 10 15 к
Sx(h)=s(Zk)
5) T_
т T T
л
I_1
JL
8r0t)-s(Zk+1)
6)
L
I
т т T т
7 к
Рис. 12.36. Разбиение последовательности {s(*)}, fc=0, J, .... N— l, иа две последова¬
тельности: четных и нечетных отсчетов
386

2я
Nf 2	__
С учетом равенств
W%=(e~WN)* = e
= l^/2, W2Nkn = WkN/2 (12.78)
правые части выражений (12.76),
(12.77) можно привести к виду
$Г(Л)
Ю
I !
! I
J_L
0
1
(-
4
-N/Z-
, , I!! !
! I ! I I
-1-1 I I 1.1
16
I
10 12
— N/2-
/4
2	Si(*)^/2=S,(rt), Пх
б)
I
J	L
I I ! I | i I
' ! 1
Mi..
j. 1...I I
* = 0
О 2	4 В 8	10	12	/4 16
X
п_
2
S
/г = О
Sf/7)
S»(*) W^W%Su(n). gj
О 2	4	6	8	10. 12 74 16
-N-
ч
Рис. 12.37. Спектры ДПФ последователь¬
ностей четных отсчетов (а), нечетных
отсчетов (б) и исходной последователь¬
ности (в)
В этих выражениях Si (п) и Sn (п)
представляют собой ДПФ соответст¬
венно четной и нечетной подпоследо¬
вательностей.
Заменой W%kn на	учитыва¬
ется, что шаг дискретизации в (si (&)}
и {sn (k)} вдвое больше, чем в исход¬
ной последовательности (s (/г)}.
i ?IL
Фазовый множитель W% = е N перед второй суммой учитывает за¬
держку последовательности {sn (k)} на один интервал относительно по¬
следовательности {si (k)} (см. рис. 12.36).
На рис. 12.37, а и б представлен примерный вид спектров Si (п) и Sn («).
В соответствии с числом временных отсчетов N12 число спектральных коэф¬
фициентов также равно N/2 (п — 0,1, ..., N12 — 1). Штриховыми линиями на
рисунках показано периодическое продолжение спектра на участок N12 ^
— 1.
Результирующее ДПФ S (п) исходной последовательности {s (£)} можно
выразить через Si (п) и Sn (п).
В диапазоне п =0,1, ..., N12— 1 имеет место очевидное соотношение
S(n)^S,(n)+Wl,Su(n).
В диапазоне п = N12, N12 + 1,..., N — 1 можно, основываясь на пе¬
риодичности Si (п) и Sn (п) (с периодом N12), исходить из равенств
Si(h) = Si(« — N/2), Sn(п) = Sn(п —N12).	(12.79)
Кроме того, необходимо учитывать перемену знака перед фазовым мно¬
жителем при п ^ N12:
WnN = №#/2+n-w/2 = W^2 w%~N/2 = — W"~N/2t
_• JL
поскольку W^/2—e N 2 =е~,я=—1.
В результате приходим к следующему выражению для ДПФ всей после¬
довательности:
[Si(п) + W" Sn(п), 0<h<N/2 —1,
S(n)=	’ N h	(12.80)
(Si (n—N/2) —	SnСлг—N/2), JV/2<n<iV— 1.
13*
387

Спектр S (п) содержит N спектральных отсчетов на интервале одного
периода (на оси п), как это представлено на рис. 12.37, в.
Заметим, что Si (п — N12) и Su (п — N12) совпадают с соответствую¬
щими значениями Si (п) и Su (п).
Выяснив структуру спектров Si (п) и Su (п), подсчитаем число опера¬
ций умножения, требующихся для получения N спектральных коэффициен¬
тов при использовании алгоритма (12.80). Для вычисления функций Si (п) и
Su (п) требуется (N/2)2 умножений отсчетов s (k) на комплексные коэффи¬
циенты W%. Кроме того, требуется N умножений Su (п) на коэффициент
Wfi. Всего требуется 2 (N/2)2 + N умножений, т. е. почти вдвое меньше,
чем при использовании алгоритма (12.73).
Разбиением каждой подпоследовательности можно осуществить даль¬
нейшее уменьшение объема вычислений. Разбиение следует продолжать
вплоть до получения простейших, двухэлементных последовательностей.
Определив ДПФ указанных простейших пар отсчетов, можно найти ДПФ
четырехэлементных, восьмиэлементных и т. д. последовательностей. При
объединении ДПФ двух подпоследовательностей можно руководствоваться
алгоритмом (12.80), подставляя в него соответствующие значения Nun.
В основе алгоритма (12.80) лежит операция сложение-вычитание с
умножением одного из слагаемых на коэффициент Wn. Указанную операцию,
являющуюся базовой для БПФ, можно представить в виде графа, изобра¬
женного на рис. 12.38, а (так называемая бабочка).
При обозначениях (12.80) базовая операция принимает вид, показан¬
ный на рис. 12.38, б. Основанный на этой базовой операции сигнальный граф
объединения двух ДПФ представлен на рис. 12-38, в.
Проиллюстрируем описанный способ построения полного графа БПФ от
двухточечных до //-точечных ДПФ на примере N — 8.
После первого разбиения последовательности {s (k)} получаются две
четырехэлементные последовательности {si} и {su}, показанные в левой час¬
ти рис. 12.39. В первой из них четными считаются sl (0) = s (0) и s, (2) =
= s (4), а нечетными Sj (1) — s (2) и Si (3) = si (6). Поэтому последователь¬
ность {si} распадается на две пары: а (0), а (1) и b (0), Ъ (1) [т. е. s (0), s (4)
и s (2), s (6)1.
Аналогично последовательность {su} распадается на две пары: с (0), с (1)
и d (0), d (1).
ST(О)
sxff)
S(0)
SCO
s ж(0)
Sj- (1)
S ($-0
S(£)
s(jr+?)
az(ft)
StnrS/n^WfS^n),
t
S (N-1)
6)
Рис. 12.38. Базовые операции, используемые в алгоритме БПФ
388

s<27>sz (0) •		 ct(0)-s(0)	. S Z(D) ——«.	*S0)
s (Z)~ sz (1) • sf a(1)-s №	s i ® —*—\\ / / 8®
s(4)-Sz(2)» ^b(0)-s(ZJ	Sz(2) •	s®
s (s)-sz(z) .	• b(v- s	s®
sw-вж&)*	»c(o)~m	/sz®^WV\s№
s®-e*w«—v^rtW-e©	^S*w_J’n7^0:\Ss4s®
S©-Sjf21»—^*d(0)-s(3) •^О^Д(0)-*?^	\\s(6)
s (7> sz(3) 		• d(f)-s(7) '<-^n(1)-*/wg NSj®——/^8	\s(7;
Рис. 12.39. Сигнальный граф БПФ при N=8
Определим ДПФ двухэлементных последовательностей. Для пары а (0),
а (1)
А(п)= 2 a(k>WN, V П = 0’ 1’
fe = 0
откуда
Л(0)=п(0) + а(1)1П/4==а(0) + а(1), А (1) = а(0) + а(1) Wk/4 -
= а(0) + а(1)1Н=а(0)-а(1).
Как видим, для вычисления А (0) и Л (1) не требуется умножений.
Нужно лишь образовать сумму а (0) -j- а (1) и разность а (0) — а (1), т. е.
s (0) + s (4) и s (0) — s (4).
На рис. 12.39 для операции сложение-вычитание использована симво¬
лика, совпадающая с операцией «бабочка» при W% = 1: верхний вывод со¬
ответствует сумме, а нижний — разности.
Аналогичным образом на рис. 12.39 обозначены ДПФ остальных пар:
6(0),6(l),c(0),c(l),Hd(0),rf(l).
Следующий шаг объединение ДПФ А (п) и В (п). Число спектральных
коэффициентов в суммарном ДПФ равно 4: п — 0, 1, 2 и 3.
По аналогии с (12.80) можем написать
s (пх (A(n) + WiB(n),n^0, 1,
\А(п—2)— №<«-2>S(n—2), я =*2, 3.
Учитывая, что W1 = W2n, переписываем последнее выражение в форме
s /д\ _ (А(п) + ЩпВ(п), л = 0, 1,
[А(п—2)— Ц72(«-2) В(п—2), п = 2, 3.
Итак,
SU0) = A(0) + WIB(0), S,(l) = A(l)-f W\B(\),
St (2) = A (0)—U7* В (0), S, (3)=A (0)— W\ В (1).
Аналогичные выражения нетрудно составить для ДПФ Sh (п), объеди¬
няющего ДПФ С (п) и D (п).
см. Базовые операции для Si (п) и Sn (п) одинаковы (см. рис. 12.39).
Для определения ДПФ всей последовательности из восьми отсчетов нуж¬
но воспользоваться выражением (12.80) и графом, представленным на
рис. 12.38, в при N ~ 8.
389

Базовые операции, соответствующие приведенным соотношениям, по¬
казаны в правой части графа на рис. 12.39.
Выяснив структуру сигнального графа БПФ, подсчитаем суммарное
число операций умножения. При достаточно больших значениях N на каж¬
дом этапе вычислений (при каждом разбиении последовательности на две
более короткие) требуется порядка N умножений. При числе разбиений
log2N общее число операций равно примерно N loga N (приближенность свя¬
зана с тем, что умножение на Wn, Wn!2, Wn/4 и WnN/* сводится просто к
сложениям и вычитаниям комплексных чисел).
Итак, при использовании алгоритма БПФ для вычисления ДПФ N-to-
чечной последовательности требуется примерно N log2iV операций умноже-
0001
С
с
с
с
с
с
с
с
*002
0003
000*
«003
0006
0007
0008
0009
001*
*011
0612
*6.13
001*
•0015
0016
00 17
'0018
0019
0020
«021
0022
0023
062*
0023
0026
0027
0028
00 2 9
0030
0031
0032
*033
003*
*035
0036
0037
0038
0039
0068
00*1
00*2
0043
00*4
0043
*046	*
SUBROUTINE FFT(NN,X,JN)
ПРОГРАММА ВЫПОЛНЕНИЯ 6П*
Х-КОМПЛЕКСНЫЙ МАССИВ ПРЕОБРАЗУЕМЫХ ОТСЧЕТОВ
ЫЫчЧИСЛО ПРЕОБРАЗУЕМЫХ ОТСЧЕТОВ, РАВНОЕ ЦЕЛОЙ
СТЕПЕНИ ДВОЙКИ, НЕ ПРЕВЫИАЯЙЕЕ 512
1Ы = Я Л/1Я ПРЯНОГО ПРЕОБРАЗОВАНИЯ
1N=1 ДЛЯ ОБРАТНОГО ПРЕОБРАЗОВАНИЯ
•»*••**»•********************••«•***••*••••*
COMPLEX X(512) ,W,Т
JT=0
IR=NN
10 lRsIR/2
' IFUR.Ea.0) CO TP 20
IT = IT*1
CO To 10
20 CONTINUE
Sls-l,
IF (IN,E9,1) Si a 1 -f.
NX2=NN
oo 50 т=Ыт
>)X=NX2 •
NX2»NX/2
HP33.1*l592/FL0Af INX21
DO 40 M = 1 ,NX2
ARC=F10AT(M*1)*WP
W = C)1PIX(C0SIARG)i3J*SIN(ARC)I
DO 40 mx=nx,NN,Nx
Jt=HX-NX+M
02=J1*NX2
T = X (J1) »-X ( J2 )
X(J 1)aX(01) 4X(p2)
4* X(02)»T*W
50 CONTINUE
N2=NN/2
N1=NN«1
Jal
DO 65 I = 1 ( NI
IF(I,CEiJ) CP TO 55
T=X(3)
x ( j)ax (i i
. X(I)eT
55 K=NN/2
60- IF t К , GE, 0) Q0 TO 65
0=J»K
K=K/2
CO To 40
i?‘ J=J + K
' IF (JN.EU.U CO TO 75
DO 70 1=1,NN
Iji XIl)=X(l)/fLpATINN> -
75 CONTINUE
RETURN
END
390

ния. Ранее было показано, что при прямом вычислении ДПФ по выражению
(12.73) требуется N2 умножений. Следовательно, алгоритм БПФ уменьшает
число операций в N2/N log2N. При N = 1024 (г — 10) log2 N — 10 и
А7/log2 N « 100. Столь большое сокращение числа операций резко уменьша¬
ет объем аппаратуры и повышает быстродействие цифровых устройств. Из
рассмотрения графа следует, что экономия достигается благодаря объеди¬
нению всех слагаемых, подлежащих умножению на однаковые. множители.
К обоснованию алгоритма БПФ можно также прийти, используя метод
факторизации матрицы, описывающей дискретное преобразование (12.73)
[21].
Для большей наглядности все предыдущее рассмотрение проводилось
в предположении действительного (вещественного) сигнала. Однако резуль¬
таты можно распространить и на комплексный сигнал.
На с. 390 приведена программа вычисления прямого и обратного пре¬
образований Фурье как для действительного, так и крмплексного сигнала
с базой до 512.
Существует большое разнообразие вариантов построения схем БПФ.
12.15.	СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ НА БАЗЕ
БЫСТРОГО ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ФУРЬЕ
Обратимся к выражению (12.13) для ДПФ
2л ,
JV— 1
S(л) = ^ s (k) е	, п— 0, + 1, ± 2,..., ± N/2,
k=0
и к рис. 12.40, иллюстрирующему преобразование исходного сигнала s (t),
начиная с его дискретизации с шагом Т до выделения спектральных коэффи¬
циентов S (л) на выходе устройства, осуществляющего ДПФ. Это устройство
обозначено на рис. 12.40 в виде «черного ящика» ДПФ (БПФ) без раскрытия
его внутренней структуры.
Если шаг Т выбран достаточно малым для сохранения содержащейся в
сигнале s (t) информации, то и совокупность N спектральных коэффициентов
S (л) дает полную информацию о всем спектре S(a>) континуального сигнала
s (it). На рис. 12.40 функция S (to) обозначена штриховой линией в виде оги¬
бающей дискретного спектра S (л) в пределах центрального участка диапа¬
зона частот от (о = — л/Т до (о = л/Т или, что то же, от (аТ — 0 до соТ =
= 2я (соответственно от л = 0 до л = А — 1, см. нижнюю часть рис. 12.40).
С этой точки зрения устройство, осуществляющее ДПФ, можно тракто¬
вать как анализатор спектра, представляющий собой набор из
N узкополосных фильтров, каждый из которых пропускает одну дискретную
частоту лД(о.
Поскольку в образовании любого из спектральных коэффициентов S (л)
участвуют все временные отсчеты s (k), то информацию о спектре сигнала
s (t) можно получить не ранее чем после ввода в устройство БПФ всех N от¬
счетов s (k). В этом смысле ДПФ не отличается от обычного преобразования
Фурье, определяемого выражением
S (со) = J s(t) е~ш dt, t >7V
о
Нетрудно выявить АЧХ любого из N упомянутых выше фильтров, об¬
разующих анализатор спектра. С этой целью зададим испытательный сиг-
391

s (0)
SW {800}
Аы^ЩГ ,[_2.n <y
Рис. 12.40. К определению ДПФ сигнала s (/)
SCn) .
\ /
-V».j «id.
01 Z N/2	//-/
нал на входе анализатора в виде гармонического колебания с частотой со
не превышающей л/Т, что вытекает из теоремы отсчетов (см. §2.16).
Для упрощения выкладок удобно исходить из комплексного испытатель¬
ного сигнала, заданного в одной из двух форм (при — оо < оо):
s (t) = cos оd + i sin ait = еш,
(12.81)
s (t) — cos oit—i sin (at = e ~ ш.
(12.82)
Поддерживая неизменной амплитуду (1 В) входного сигнала, проследим
за изменением спектрального коэффициента S (я) в зависимости от со.
После дискретизации s (t) с шагом Т получим временные отсчеты вида
s(k)=eiakT, 6 = 0,1/V — 1,
или
s(k) — e-iakT, 6 = 0,1	N — 1,
где N = TJT.
Рассмотрим сначала случай s (t) = efa<, когда выражение (12.13) при¬
нимает форму
, 2я .	( _ 2я
N-1	-t — nk	tkUT—--n
S (п, (dT) = 2 еШкт e	= 2 e
ft=0	k — 0
« = 0, 1,..., tf/2, 0<соГ<я.	(12.83)
При отрицательных значениях я коэффициенты S (я, со Г) равны нулю,
поскольку спектральная плотность аналитического сигнала e‘w отлична от
нуля только в области частот со > 0 [см. § 3.10 и формулу (3.87)].
Новое обозначение S (я, соТ) имеет тот же смысл, что и S (я), т. е. это
спектральный коэффициент на фиксированной частоте я Асо, однако
модуль и аргумент этого комплексного коэффициента зависят от частоты со
исходного сигнала s (t), из которого взяты N временных отсчетов.
2л
Введем обозначение х = соТ — — я и запишем (12.83) в форме
N— 1	N— 1	N— 1
S (я, соГ) = ^ elkx= ^ cos kx-\-i 2 sin kx.
k=0	k= о	A=0
392

Рис. 12.41. Частотные характеристики устройства БПФ:
а) при входном сигнале	0 <0)7" < я; б) то же при — Я<ШГ< 0; в) то же при 0<шГ<2я
Используя известные формулы для суммы косинусов или синусов крат¬
ных дуг
Л'—1
V cos kx =
k=0
(N — l)x	Nx
cos	sin •
2 2
sin jc/2
N- 1
^ sin&Xi
k=0
. {N—l)x	Nx
sin	~	sin
	2	2_
sin x/2
приведем (12.83) к виду
S (n, a>T) —
N ( „ 2n \	, (*-4 г
s,nTr-yn)0 2 l
1 ( „	2 n \
8ШТГ ~тп)
2n
/V
*)
,n = 0,1	N/2,
0
Л72<л<Аг—1.
(12.84)
Ранее отмечалось, что информация о S (n, а Т) получается к моменту
t — Тс = (N— 1) Т, когда входной сигнал s (t) принимает значение
e(4o(.v-i)r_ Поэтому передаточную функцию п-го частотного канала анализа¬
тора спектра логично трактовать как отношение
S (п, to Г)
ei(/V-l)o)7-
. N
sin — I соТ-
sin ■
1
Н-тН
2	\	N
■)
О^соТ^я, п =0, 1,..., N/2.
(12.85)
393

При задании испытательного сигнала в форме s (t)	передаточная
функция определяется выражением, комплексно-сопряженным по отноше¬
нию к (12.85):
S (П, (йТ)
e_i(N-l )иГ
N
Sin-
,	2л
sin — ш Т —	п
2 I	N
—я<соГ<0, п = 0, —1,..., —N/2.	(12.86)
Графики передаточных функций, построенные по формулам (12.85),
(12.86) для N = 8 (без учета фазовых множителей), представлены на рис.
12.41, а и б. Поскольку вне интервала характеристики повторяются, эти
графики можно объединить, как это показано на рис. 12.41, в. (Представлены
только главные лепестки).
Итак, на комплексный сигнал е'®( откликаются только частотные ка¬
налы анализатора с номерами 0 < п < А72, а на сигнал е~ш — только
каналы с номерами N12 С n<Z N — 1. Это означает, что при анализе спект¬
ра комплексных сигналов с помощью БПФ можно определить не только аб¬
солютное значение со, но и знак частоты. Это важное свойство будет проил-
люстровано в § 13.9 на примере квадратурной обработки сигналов.
При подаче на вход БПФ последовательности {s (k)}, k = 0,1, ..., N —1,
взятой из сигнала в виде постоянного напряжения (со = 0), на выходе БПФ
спектральный коэффициент S (0,0) равен N, а все остальные равны нулю; при
л I
частоте исходного (комплексного) сигнала со = у > один-единственный
/	2я\
коэффициент S 11, — 1 равен N, а все остальные равны нулю и т. д.
Соотношение между входными и выходными сигналами для БПФ-8 ил¬
люстрируются рис. 12.42.
п=0
N	0	0	0	0	0	0	0
I	II	И	И	II	II	I!	I!
0=0
БПФ-8
Reljlm || Ц "|! "|!	|| Г
wo v\o m m i\\o iho i\\o m
s(0) s(0
sf2) s(3) s&J s(5) s(6)
s(7)
0 T 2.T ZT
(N-1)7 t
OOOONO 00
■ I!
БПФ-8
JUULIJUUU:.
s©=e‘“*
\a-iw w-m i\'<o-i\\o
‘ cos(* 9 f) ^n(u $ 7~)
ииях^f=n?n/Tjn^TTnla спектра на комплексиый сигнал при различных значе-
действительная,	мнимая части сигналов
394

Рис. 12.43. Алгоритм вычисления свертки двух сигналов, основанный на использовании
БПФ [S (п) обозначает произведение X (re) Y (л)]
Основываясь на выражении (12.83), а также (12.85), (12.86), нетрудно
найти отклик рассматриваемого устройства на испытательный сигнал s (/)=
— cos cot, — оо < t coo. Представив этот сигнал в виде суммы двух
комплексных сигналов
s (t) = Va еш + V2 е~<w,
придем к выходному сигналу в виде двух комплексно-сопряженных спект¬
ральных коэффициентов S (п, озТ) и S (N — п, 2л — со Г), расположенных
симметрично относительно точки я на оси аТ.
12.16.	ПРИМЕНЕНИЕ БЫСТРОГО
ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ФУРЬЕ В УСТРОЙСТВАХ
ОБРАБОТКИ СИГНАЛОВ
Вернемся к структурной схеме цифровой фильтрации сигнала, представленной на
рис. 12.35.
В § 12.13 отмечалось, что осуществление подобной обработки при длинных по¬
следовательностях s(k) стало эффективным лишь при использовании алгоритма БПФ —
как для прямого, так и обратного дискретного преобразования (ОБПФ).
По существу, в данной схеме на первом этапе проводится спектральный анализ
входного сигнала с помощью БПФ, затем осуществляется собственно фильтрация с по¬
мощью цифрового фильтра Кг (in), после чего профильтрованный сигнал с помощью
ОБПФ преобразуется в выходной сигнал в виде функции времени. В современной прак¬
тике как БПФ, так и ОБПФ осуществляются в одном и том же устройстве.
Обратимся к рассмотрению другой задачи —вычислению дискретной свертки двух
функций времени х (t) и у (t), представленных последовательностями [х (£)}, k = 1,0,
.... Ni — 1, и {у (£)}, k = 0,1	 — 1, с использованием БПФ.
В основе алгоритма этой операции, представленного на рис. 12.43, лежит теорема
свертки, сформулированная для дискретных сигналов в п.З. § 12.4.
В соответствии с этой теоремой S (п) = X (п) Y (п), причем под N, как и ранее,
следует подразумевать Nx + Na. После обратного БПФ получается последовательность
js(fe)}, k= 0,1	 N — 1, являющаяся сверткой последовательностей {х (k)} и
(У (*)}•
Таким образом, вместо прямого вычисления свертки двух сигналов по формуле
(12.73)	сначала эти сигналы с помощью БПФ переводятся в спектральную область, а
затем после перемножения спектров и ОБПФ приводятся к требуемому результату.
При достаточно длинных последовательностях {х (£)} и [у (А)} суммарное число
арифметических операций оказывается значительное меньшим, чем при алгоритме
(12.73)	. Подобную более экономную обработку иногда называют «скоростной сверткой».
Рис. 12.44. Вычисление корреляционной функции сигнала с помощью БПФ
395

s
о 1 г
Ч
_L
N-1
к
Bs
JlI
III
In
T X-
-N
-г-1 oil
N-1
Рис. 12.45. К вычислению корреляционной функции сигнала по алгоритму рис. 12.44
Рассмотрим еще важный для практики вопрос об использовании БПФ при вычис¬
лении корреляционной функции дискретного сигнала.
На основе выражений
N— 1	'
*.(*)=» S / S (п) |2 е
п— О
являющихся дискретными эквивалентами интегральных преобразований (2.136),
(2.137), можно наметить структурную схему, представленную на рис. 12.44.
При входной последовательности из N отсчетов устройство БПФ рассчитывается
на удвоенное число отсчетов (половина входов резервируется для обратного преобразо¬
вания). Число отсчетов корреляционной функции Bs (k) равно 2N. Связь между после¬
довательностями {5 (£)} и {В (k)) иллюстрируется рис. 12.45.
Вследствие периодичности ОДПФ (с периодом 2N) последовательность {Bs (k)),
k = 0,1,..., 2 V — 1, эквивалентна четной относительно k последовательности, изобра¬
женной в нижней части рис. 12.45.
N-I
|S (п)Р= 2 в*(*)е
* = 0
•	2я и
— I 	 ПК
N
Глава 13. ПРИНЦИПЫ ОПТИМАЛЬНОЙ ЛИНЕЙНОЙ
ФИЛЬТРАЦИИ СИГНАЛА НА ФОНЕ ПОМЕХ
13.1.	ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ
Центральной проблемой радиотехники была и остается проблема помехо¬
устойчивости связи. Система связи должна быть спроектированной так, что¬
бы она обладала способностью наилучшим образом противостоять мешающе¬
му действию помех.
Проблема помехоустойчивости радиосвязи включает в себя большое чис¬
ло других проблем, охватывающих все разделы радиотехники: генерирова¬
ние мощных колебаний, освоение и выбор волн, обеспечивающий благопри¬
ятные условия распространения, использование антенн направленного дей-
396

Рис. 13.1. Воздействие сигнала и помехи на ли¬
нейный четырехполюсник
ствия, поиски новых видов радиосигналов и новых способов их обработки
на фоне помех и т. д.
Для теории радиотехнических цепей и сигналов особый интерес пред¬
ставляет возможность ослабления вредного действия помехи с помощью ли¬
нейной фильтрации, основанной на использовании линейных частотных
фильтров. На протяжении длительного периода развития радиотехники к
подобным частотным фильтрам предъявлялось требование возможно более
равномерного пропускания спектра сигнала и возможно более полного по¬
давления частот вне этого спектра. Идеальным считался фильтр с прямо¬
угольной П-образной АЧХ.
С развитием теории информации и статистической теории обнаружения
сигналов трактовка функций линейного фильтра, а также подход к его по¬
строению существенно изменились. Стало очевидным, что указанная выше
трактовка имеет следующие недостатки: 1) не учитывается форма сигнала
(которая может быть различной при одной и той же ширине спектра сигнала);
2) не учитываются статистические свойства помехи.
Поэтому фильтр с П-образной АЧХ не является оптимальным в тех слу¬
чаях, когда имеется априорная информация о форме сигнала и характеристи¬
ках помехи.
Коренной перелом в теории и практике линейной фильтрации связан с
появлением работ Н. Винера, А. Н. Колмогорова, В. А. Котельникова и
других ученых, которые поставили и решили задачу синтеза фильтра, оп¬
тимального в определенном смысле для приема заданного сигнала, дей¬
ствующего на фоне помехи с заданными статистическими характеристиками.
В зависимости от решаемой задачи — обнаружение сигнала, измерение
его параметров или разрешение (различение) сигналов — критерии опти¬
мальности могут быть разными. Для задачи обнаружения сигналов в шумах
наибольшее распространение получил критерий максимума отношения сиг¬
нал-помеха на выходе фильтра. В настоящей главе рассматриваются только
такие фильтры.
Требования к фильтру, максимизирующему отношение сигнал-помеха,
можно сформулировать следующим образом. На вход линейного четырех¬
полюсника с постоянными параметрами и передаточной функцией К (/со)
подается аддитивная смесь сигнала s (/) и шума п (/) (рис. 13.1). Сигнал
полностью известен; это означает, что заданы его форма и положение на оси
времени. Шум представляет собой случайный процесс с заданными ста¬
тистическими характеристиками. Требуется синтезировать фильтр, обеспе¬
чивающий получение на выходе наибольшего возможного отношения пико¬
вого значения сигнала к среднеквадратическому значению шума. При этом
не ставится условие сохранения формы сигнала, так“как для обнаружения
его в шумах форма значения не имеет.
К(ш)
&Вых Ф»
ЛВыхФ
13.2.	ПЕРЕДАТОЧНАЯ ФУНКЦИЯ
ОПТИМАЛЬНОГО ФИЛЬТРА
Под синтезом фильтра будем подразумевать отыскание передаточной
функции физически осуществимого фильтра, обеспечивающего упомянутую
выше максимизацию отношения сигнал-помеха. Передаточную функцию бу¬
дем представлять в форме К (/со) = К (со) е‘ф*<<в).
397

Таким образом, задача сводится к отысканию АЧХ К (со) и ФЧХ <р* (со)
оптимального фильтра. Наиболее просто эта задача решается для сигнала,
действующего на фоне белого шума с равномерным спектром W (со) = и?0 =
= const.
Для отыскания оптимальной (в указанном смысле) передаточной функ¬
ции К (гео) составим выражения для сигнала и шума на выходе фильтра сна¬
чала порознь, а затем в виде их отношения.
Сигнал в фиксированный момент времени t0 определяем общим выраже¬
нием
4 оо
5вых Ц0)	j S (со) К (гео) е‘‘“(» da) =
J S (со) К И е‘ +<ел«°>+ШЧ
(13.1)
а среднеквадратическое значение помехи—выражением
°вых —
_1_
2л
■Х>
J W' (со) /Са (со) dco
— 00
1/2
(13.2)
В выражении (13.1) S (со) — 5 (со) е/е« <<0) — спектральная плотность
заданного входного сигнала s (t), а под t0 подразумевается момент времени
(пока еще не определенный), соответствующий максимуму (пику) сигнала на
выходе фильтра. Смысл и минимально возможное значение ta подробнее рас¬
сматриваются в следующем параграфе, однако из простых представлений
очевидно, что для образования пика требуется использование всей энергии
сигнала, а это возможно не ранее окончания действия входного сигнала.
Иными словами, t0 не может быть раньше момента окончания сигнала.
Составим теперь отношение
*>вых ('о)
^BblX
-£■ J S(a»)/C (<о) е' ^<0'’+Ф'‘(и" -*
— ОО
Кг (со) du>
Т1/2
Воспользуемся известным неравенством Шварца
F1 (х) F, (х) dx
< J|Fi(x)|*dx (х)|2 dx,
а	а
(13.3)
(13.4)
где Fx (х) и F2 (х) — в общем случае комплексные функции.
Это неравенство обращается в равенство только при выполнении усло¬
вия
F2 (х) =AF\(x),	(13.5)
т. е. когда функция Fa (х) пропорциональна функции, комплексно-сопря¬
женной Fx (х) (А — произвольный постоянный коэффициент).
398

Приравнивая в (13.4) Fx(х) — S (со) e'0s<,4) и F2(x) — fС({о)е^фА< )+ *1,
записываем неравенство (13.4) в форме
1
2л
оо
J S (со) к и е' le*(w) +<р*т +Ф<,] d<s>
sC
[оо
— оо
S2 (со) da>.
2я
оо
J К2 н
1/2
Ло
Тогда выражение (13.3) позволяет составить следующее неравенство:
$вых (<о)
®ВЫ1
(13.6)
Учитывая, что выражение в квадратных скобках правой части этого
неравенства есть не что иное,, как полная энергия Э входного сигнала [см.
(2.66)], приходим к следующему результату:
w(*o)/w<K37wv	(13.7)
Наконец, из выражения (13.5) следует, что это неравенство обращается
в равенство при выполнении условия
К (со) е‘ Ш<“>+“*» 1 = AS* (со) — AS (со) e~‘'0s(M)
или, что то же,
К (ico) = К (со) е'ф»<го) = AS* (со) е~ш° = AS (со) е-' [V“»+“*•].	(13.8)
Полученное соотношение полностью определяет передаточную функцию
фильтра, максимизирующего отношение сигнал-помеха на выходе (при
входной помехе типа белого шума).
Функция К (с со), отвечающая условию (13-8), согласована со спектраль¬
ными характеристиками сигнала — амплитудной и фазовой. В связи с этим
рассматриваемый оптимальный фильтр часто называют согласованным
фильтром.
Итак, отношение пика сигнала к среднеквадратическому значению по¬
мехи на выходе согласованного фильтра определяется равенством
5*ы1 (^о)/°вых — /Э/W^.	(13.9)
Из соотношения (13.8) вытекают следующие два требования к согласо¬
ванному фильтру:
399

в
W0
Рис. 13.2. Соотношение между	Рис. 13.3. Спектральная плотность сигнала и АЧХ
фазовыми характеристиками	согласованного фильтра (а) и энергетические
спектра сигнала на входе и вы- спектры на входе и выходе фильтра (б)
ходе согласованного фильтра
ФЧХ фильтра должна отвечать условию
Ф/сИ = — I0» И +	(13.10)
АЧХ должна отвечать условию
К (со) = AS (to).	(13.11)
В тех случаях, когда под комплексной передаточной функцией подразу¬
мевается безразмерная величина (например, отношение комплексных амп¬
литуд напряжения на выходе и входе), постоянный коэффициент А должен
иметь размерность, обратную размерности спектральной плотности
сигнала.
Соотношения (13.10), (13.11) имеют глубокий физический смысл. Первое
из них можно назвать условием компенсации начальных фаз в спектре сигнала,
поскольку фазовый сдвиг в фильтре —0S (to) равен по величине и обратен
по знаку начальной фазе соответствующей составляющей спектра S (со)
входного сигнала. В результате прохождения сигнала через фильтр с фазо¬
вой характеристикой <рк (со) сложение всех компонентов спектра, скоррек¬
тированных по фазе, образует пик выходного сигнала. Слагаемое фазовой
характеристики ср* (со), равное —со/0, указывает на то, что пик задержан
относительно начала сигнала s (t) на время t0.
Связь между ФЧХ 0, (со) входного спектра, компенсирующей ее
характеристикой фильтра — 08 (со) и полной ФЧХ фильтра cph (со) =
= — [0, (со) + со^01 поясняется рис. 13.2.
После прохождения через фильтр спектр выходного сигнала будет иметь
фазовую характеристику
9*вых И = 0» И + ФК и = 0, (со) -Н —0, (со) —co^ol = —Ы0,	(13.12)
показанную прямой линией на том же рисунке.
Соотношение (13.11), устанавливающее, что АЧХ фильтра К (со) долж¬
на по своей форме совпадать с амплитудным спектром сигнала 5 (со), также
легко поддается физическому истолкованию. При АЧХ К (со), отвечающей
условию (13.11), фильтр пропускает спектральные составляющие шума не¬
равномерно, с тем большим ослаблением, чем меньше модуль S (со). Это при¬
водит к существенному уменьшению мощности шума на выходе фильтра. На
рис. 13.3, б эта мощность определяется площадью (заштрихованной) под кри¬
вой №аы1 (и) = К} (со) W0. (Для наглядности характеристики на рис. 13.3
построены в предположении, что /45 (0) = 1.)
Ослабление сигнала из-за неравномерности характеристики К (со) вы¬
ражено в меньшей степени, чем ослабление шума, поскольку уменьшение
К (со) имеет место для спектральных составляющих, вклад которых в пико¬
400

вое значение сигнала сравнительно мал. В результате получается ослабле¬
ние шума относительно сигнала. В сочетании с устранением фазовых сдви¬
гов между спектральными составляющими сигнала это и приводит к макси¬
мизации отношения сигнал-помеха на выходе фильтра.
13.3.	ИМПУЛЬСНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА
СОГЛАСОВАННОГО ФИЛЬТРА. ФИЗИЧЕСКАЯ
ОСУЩЕСТВИМОСТЬ
Тот факт, что коэффициент передачи согласованного фильтра К (гео)
является функцией, сопряженной по отношению к спектру сигнала S (со),
указывает на существование тесной связи также и между временными харак¬
теристиками фильтра и сигнала. Для выявления этой связи найдем импульс¬
ную характеристику согласованного фильтра.
Применяя выражение (5.39) и учитывая формулу (13.8), получаем
ОО	00
g(f)eJ_ Г К (ш)	d<b<= А — Г S* (со) е'“<*-^> dco.	(13.13)
2л J	2л J
— 00	— 00
Учитывая, что S* (со) = S,(— со) и переходя к новой переменной «!=
—со, переписываем выражение (13.13) следующим образом:
— 00
g{t) = —^ j S(®1)e-,B><<-<•>*»! *
+ 0С
00
= А-^- j S(%)ei№-(f.-')(i(i)1.	(13.14)
— 00
Правая часть этого выражения есть не что иное, как функция As (t0 —t).
Следовательно, если задан сигнал s (t), то импульсная характеристика согла¬
сованного (оптимального) фильтра g (t) определяется как функция
g(t) = As(t0-t),	(13.15)
т. е. импульсная характеристика по своей форме должна совпадать с зеркаль¬
ным отражением сигнала.
Построение графика функции s (/0 — t) показано на рис. 13.4 Кривая
s (—t) является зеркальным отражением заданного сигнала s (t) с осью ор¬
динат в качестве оси симметрии. Функция же s (t0 — t), сдвинутая относи¬
тельно s (—t) на время t0 вправо, также зеркальна по отношению к исход¬
ному сигналу s (t), но с осью симметрии, проходящей через точку t0/2 на
оси абсцисс. На рис. 13.5 показано аналогичное построение для случая,
когда отсчет времени ведется от начала сигнала.
Поскольку импульсная характеристика физической цепи не может на¬
чинаться при t<i 0 [отклик фильтра не может опережать воздействие б (Щ
Рис. 13.4. Построение функции, зеркаль¬
ной по отношению к сигналу
Рис. 13.5. Построение импульсной ха¬
рактеристики согласованного фильтра
401

то очевидно, что задержка t0, фигурирующая в выражении (13.8), не может
быть меньше Тс. Только при t0 ^ Тс может быть использована вся энергия
сигнала для создания наибольшего возможного пика в точке t = t0. Ясно,
что увеличение t0 сверх Тс не влияет на пиковое значение выходного сигнала,
а просто сдвигает его вправо (в сторону запаздывания).
Кроме того, условие t0 ^ Тс накладывает на сигнал s (t) требование, что¬
бы длительность его Тс была конечна; только в этом случае при конечной за¬
держке t0 можно реализовать пик сигнала. Иными словами, применение сог¬
ласованной фильтрации для максимизации отношения сигнал-помеха в опи¬
санном выше смысле возможно при импульсном сигнале (а также ограничен¬
ной по продолжительности пачке импульсов).
Обратимся к вопросу о физической осуществимости согласованного
фильтра. Пусть задан произвольный сигнал s (t), которому соответствуют им¬
пульсная характеристика согласованного фильтра g (t) и преобразование
Фурье от этой функции К (но), определяемые соответственно выражениями
(13.15)	и (13.18). Возникает вопрос, при каких условиях К (i«>) может являть¬
ся передаточной функцией физически осуществимого четырехполюсника.
Ответ на этот вопрос дает критерий осуществимости Пэли — Винера,
согласно которому неравенство 1
f ■ |ln*(m) ■ - do) < оо	(13.16)
J 1+w2
о
является необходимым условием, чтобы положительная функция К, (со)
могла быть модулем передаточной функции электрической цепи.
Хотя критерий Пэли — Винера оставляет открытым вопрос о структуре
цепи, из него вытекают некоторые полезные следствия о свойствах электри¬
ческих цепей.
В частности, из него следует, что АЧХ К (®) должна быть интегрируе¬
мой в квадрате, т. е. J К2 (со) dm <Z оо. Только при этом условии числитель
|1п К (со) | растет с увеличением со медленнее, чем знаменатель 1 + со2, и
условие (13.16) выполняется. Например, передаточная функция К (со) =
= /С0е-““ , со > 0, реализуема, так как |1п/Со (®)| = |1п/Со — асо| растет
медленнее, чем 1 +со2. Гауссовский фильтр с передаточной функцией К (со) =
= Ко^~аа>‘ не реализуется, так как |1п К (®)| = |1п/Со — а®21 растет с уве¬
личением со с такой же скоростью, что и знаменатель 1 + со2.
Далее, АЧХ К (со) может быть равной нулю только на некоторых диск¬
ретных частотах, но не в конечной или бесконечно большой полосе частот.
Действительно, если в полосе частот «ц С ® < ®2 Функция К (®) = О,
то | In А (со) | обращается в бесконечность и интеграл в (13.15) расходится.
Аналогично рассуждая, можно прийти к выводу, что фильтры с П-образной
АЧХ нереализуемы, хотя практически можно получить характеристики,
близкие к идеальным.
Так как в рассматриваемой задаче синтеза согласованного фильтра за¬
дано равенство К (®) = AS (со) [см. (13.11)], то условие (13.16) можно запи¬
сать в виде
г* 11п 5 (о) |
J 1+“2
doy < оо
и все приведенные выше ограничения на К (®) можно распространить на мо¬
дуль спектральной плотности сигнала S (со).
1 Здесь под о подразумевается безразмерная нормированная величина.
402

13.4.	СИГНАЛ И ПОМЕХА НА ВЫХОДЕ
СОГЛАСОВАННОГО ФИЛЬТРА
Для определения формы сигнала на выходе используем общее выраже¬
ние
00
*вых(0=~ J S(co)K(ico) e'^cfo.
Подставив в него соотношение (13.8), получим
оо
«вы*(0~Л-^ j S (со) S* (со)
— 00
е—ie>t* eiwt dco
= А~ j 51 2(со)е'и«-<.) dm.	(13.17)
— оо
Сопоставим это выражение с (2.136). Нетрудно видеть, что интеграл в
правой части выражения (13.17) есть не что иное, как корреляционная функ¬
ция входного сигнала 1 Bs (т), в которой аргумент т заменен2 на t— t0. Та¬
ким образом, приходим к важному выводу, что
sBhlAt)=ABs(t-t0)	(13.18)
и соответственно
^ВЫХ Но + x)=ABs(x).	(13.19)
Итак, сигнал на выходе согласованного фильтра с точностью до постоян¬
ного коэффициента А совпадает с корреляционной функцией входного сигнала.
Для построения графика функции sBb)X (t) по заданной функции Ва (т)
достаточно в последней т заменить на t— t0 (и учесть коэффициент А). При
t = t0, т. е. при х = 0, величина Bs (0) равна энергии сигнала. Следователь¬
но, пиковое значение сигнала
5вых(*о)=ЛВДО) = А9.	(13.20)
Рассмотрим теперь параметры и статистические характеристики шума
на выходе согласованного фильтра. При действии белого шума с нормаль¬
ным законом распределения (именно такой шум и представляет основной ин¬
терес для практики) распределение шума на выходе линейного фильтра ос¬
тается нормальным. Спектр шума на выходе, как это ясно из (7.2) и рис. 13.3,
Wwx (со) = К2 (со) W0. Следовательно, корреляционная функция шума
на выходе согласованного фильтра
ОО	00
ЯВы*СО=~ j WВых (®) е'иг d<a в —■ j К} (со) efft)T dco.	(13.21)
— 00	—00
Подставляя К (со) = AS (со) и учитывая выражение (2.136), получаем
00
явых (т) = А21Г0-^- j S2(со) dco = А2 W0 Bs (т).	(13.22)
1	Обратим внимание на то, что символом Bs (т) обозначена корреляционная функ¬
ция детерминированного сигнала s(t). Использованные в гл. 4, 5 и 11 обозначения
Кх (т), Вх С1) и гх регламентированы (по ГОСТ) для статистики.
2	Различие в знаках показателя степени е*ит не имеет значения ввиду четности
функции 5а (со).
403

Отсюда следует, что корреляционная функция шума на выходе согласо¬
ванного фильтра по форме совпадает с корреляционной функцией входного
сигнала (и, следовательно, с самим выходным сигналом).
Приравнивая т = 0, находим дисперсию (среднюю мощность) шума на
выходе
Овых « Явых (0) - А2 W0 Bs (0) = A2 W0 Э.	(13.23)
Составим отношение пикового значения сигнала sBbIX (t) к среднеквад¬
ратическому значению шума авых. В соответствии с формулами (13.19) и
(13.23)	приходим к результату (13.9): sBlix (t0)/oBBlx = (5/Ц70)'/2.
Итак, при белом шуме отношение сигнал-шум не выхода фильтра, согла¬
сованного с сигналом, зависит только от энергии сигнала и энергетического
спектра шума W0.
Из этого заключения следует, что при заданных энергии и ширине спект¬
ра сигналу можно придавать различную форму, выгодную для. решения конк¬
ретной задачи.
Так, для повышения скрытности передачи целесообразно удлинять сиг¬
нал при соответствующем уменьшении амплитуды {А%ТС = const). Это при¬
водит к уменьшению отношения сигнал-помеха на входах любых радиопри¬
емных устройств, что затрудняет извлечение информации из смеси сигнал +
+ шум. Лишь в приемнике с фильтром, согласованным с данным сигналом,
восстанавливается наибольшее возможное при заданной энергии отношение
сигнал-помеха. Следует, конечно, обеспечить неизменную ширину спектра
при удлинении сигнала. Это можно осуществить, введя внутриимпульсную
модуляцию, например частотную. Пример подобного сигнала — импульса
с линейной ЧМ (ЛЧМ импульс) был рассмотрен в § 3.7, п. 3.
Удлинение радиоимпульса, дополняемое внутриимпульсной модуля¬
цией, позволяет также снизить пиковую мощность генератора в передатчике
при заданной энергии сигнала и при сохранении разрешающей способности
сигнала (после сжатия в согласованном фильтре). Это преимущество более
подробно рассматривается в § 13.5, п. 2.
Уточним смысл коэффициента А, фигурирующего во многих предыдущих
выражениях. При определении отношения сигнал-помеха [см. (13.9)] в уточ¬
нении нет необходимости, однако при рассмотрении сигнала и помехи пог
рознь, как, например, в выражениях (13.20) и (13.22), необходимо учи¬
тывать, что А—размерный коэффициент. Удобно нормировать А так,
чтобы энергии входного и выходного сигналов были одинаковы, тем
самым исключая из анализа усиление сигнала по энергии.
Энергия входного сигнала Э = В„ (0), а выходного
оо	оо
Звых= J sl»*{t)dt~A2 j Bi (т) dx.	(13.24)
— ОО	—оо
Приравнивая Эвых величине Э, получаем условие нормирования коэф¬
фициента А
А
(13.25)
Подставив этот результат в (13.20), находим пик сжатого сигнала
$вых (^о)= ABS (0) = [Bs (О)]3/2
Bs (т) dx
J
/2
(13.26)
404

Таким образом, пик сжатого сигнала (в отсутствие усиления) выражен
через корреляционную функцию исходного сигнала s (t). Применение выра¬
жения (13.26) иллюстрируется примерами, приведенными в следующем па¬
раграфе.
13.5.	ПРИМЕРЫ ПОСТРОЕНИЯ СОГЛАСОВАННЫХ
ФИЛЬТРОВ
1.	ПРЯМОУГОЛЬНЫЙ видеоимпульс
Зададим сигнал следующей функцией времени:
f Е ПРИ 0</<7’с.
I	0 при /<0 и />ТС.
Спектральная плотность такого сигнала, как известно,
S(co) = A—i- (1 —е~'иГс),	S (<в) = .gLsi£^l£./2_l,
/ft)	<0
(13.27)
(13.28)
По формуле (13.8), в которой t„ приравниваем длительности импульса
Тс, находим передаточную функцию согласованного фильтра
-ia>T
К (ш) = ЕА	!	(1 —е'иГ<0 е_,иГ« = ЕА —-	•	(13.29)
(—(»)	/ю
Рассматриваемый пример характерен тем, что К (ш) отличается от спект¬
ра сигнала S (<в) лишь постоянным коэффициентом. Ясно, что и импульсная
характеристика фильтра g (t) совпадает по форме с самим сигналом s(t);
действительно, из соотношения (13.15) следует, что
£(0 = As(7W) = { AqE
при 0 < / <5:7"с,
при t <0 и t>Tc.
(13.30)
График g (t)/A (рис. 13.6) по форме полностью совпадает с входным им¬
пульсом s (t).
Дальнейшая задача сводится к отысканию структуры физической цепи,
обладающей импульсной характеристикой, изображенной на рис. 13.6, и
передаточной функцией, определяемой формулой (13.29).
Простейший сигнал (13.27) удобен для иллюстрации основных положений
синтеза четырехполюсника по заданной импульсной характеристике g (t) =
= As (t0 — t) или, что то же, по комплексной передаточной функции К (i«>),
являющейся преобразованием Фурье от g (t).
Прежде всего отметим, что интеграл
00 00
Г 1 Ins (ft)) ( C I In j 2 sin (0)7У2)| —Into / dfi)
J	l+co8 J	1+ft)2
т. e. интеграл сходится, так что в рассматриваемом примере функция
К (ю) — <45 (со) не противоречит критерию Пэли — Винера (13.16).
Показанную на рис. 13.7 структурную схему фильтра можно наметить
непосредственно по передаточной функции (13.29). Входящий в эту функцию
множитель l/ico реализуется интегрирующим звеном, а второй множитель
(1 — е~‘иГс) — устройством вычитания, к которому сигнал попадает без
задержки и с задержкой Тс. Передаточная функция идеальной линии за¬
держки (без потерь) равна е_'®Гс.
405

git)А
о tg/2 гс t
Рис. 13.6. Импульсная характеристика
фильтра, согласованного с прямоуголь¬
ным импульсом
Рис. 13.7. Структурная схема фильтра,
согласованного с прямоугольным им¬
пульсом
Рис. 13.8. Формирование импульсной ха¬
рактеристики в идеальном (а) и физиче¬
ском (б) фильтрах
Объяснить работу этой схемы можно также на основании временных пред¬
ставлений: при подаче на вход единичного импульса ЭДС [дельта-функции
б (£)] на выходе идеального интегратора появляется скачок напряжения
в момент t = 0. На выходе устройства получается напряжение в виде раз¬
ности двух единичных скачков, сдвинутых относительно друг друга на вре¬
мя Тс (рис. 13.8, а).
Реализация изображенного на рис. 13.7 устройства, которое обеспечивало
бы точное интегрирование, а также задержку входного сигнала без искаже¬
ния его формы (в пределах бесконечно широкого спектра единичного импуль¬
са), практически неосуществима. Можно, однако, получить достаточно хоро¬
шее приближение при использовании реальной интегрирующей /?С-цепи,
если обеспечить постоянную времени этой цепи, достаточно большую по срав¬
нению с Тс. При этом на выходе вычитающего устройства импульс напряже¬
ния, являющийся разностью двух экспонент (рис. 13.8, б), может быть реали¬
зован достаточно близким к прямоугольному.
Найдем напряжение на выходе фильтра. Применяя формулу (13.18) и
учитывая, что корреляционная функция прямоугольного импульса имеет вид
равнобедренного треугольника с основанием 2Тс и высотой, равной энергии
импульса Е2ТС, получаем
SBbIx(0 —ABs(t	10) —
AE2t
AE2(2Tc—t)
при 0 t^Tc,
при 7"e<*<2Tc.
(13.31)
Максимальное значение выходного сигнала, равное АЕ2ТС, достигается
в момент t = Тс, т. е. к концу действия входного сигнала (рис. 13.9).
Отношение сигнал-помеха в соответствии с (13.9)
5вых (^с)/°вых — Е\А Tc/W0.	(13.32)
Определим теперь пик сжатого сигнала по формуле (13.26). В данном при¬
мере Bs (0) = Е2 Тс, а
В| (т) d%
О
Е4 т2 dt=2£4
ТЗ
1 с
3
406

Следовательно,
®вых (to) —
[В, (0)]э/2
Тс	-11/2
J. в/ (Т) dx I
УЪ/З&Т^12
Таким образом, sBbIX(^0)/£ = y3/2.
Как будет видно из дальнейших примеров, пик выходного сигнала на¬
много превышает амплитуду входного при согласованной фильтрации
сложных сигналов (с большой базой).
2.	РАДИОИМПУЛЬС С ЧАСТОТНО-МОДУЛИРОВАННЫМ
ЗАПОЛНЕНИЕМ
Рассмотрим сигнал, изображенный на рис. 13.10, а. Огибающая этого
сигнала имеет прямоугольную форму, а частота заполнения нарастает по ли¬
нейному закону (рис. 13.10, б) со скоростью
р-2(од/Гс=2.2л/я/Гс,	(13.33)
где Тс — длительность импульса; 2(оя — полное изменение частоты внутри
импульса; ю0 = 2л/0 — центральная частота заполнения. В дальнейшем ис¬
ходим из условия, что 2юд (Од. Таким образом,
ю(0 = ®о + Р*, — Гс/2</<Гс/2,	(13.34)
а мгновенное значение сигнала в интервале от — TJ2 до Тс/2 определяется
выражением
s (t) ~ Е0 cos (со01 + р/2/2).	(13.35)
Спектральная плотность подобного импульса была определена в гл.З.
Было установлено, что модуль и фаза спектральной плотности определяются
соответственно формулами (3.50) и (3.51).
Эти выражения могут быть в принципе положены в основу синтезирова¬
ния фильтра, но создание четырехполюсника, точно реализующего столь
сложные АЧХ и ФЧХ, представляет собой задачу трудную или даже во¬
обще невыполнимую. Поэтому приходится прибегать к различным приемам
аппроксимации АЧХ и ФЧХ. Первым этапом на этом пути является допуще¬
ние о том, что огибающая спектра сигнала имеет прямоугольную форму, а
Рис. 13.9. Сигнал на выходе фильтра,
согласованного с прямоугольным им¬
пульсом
Рис. 13.10. ЛЧМ импульс (а) и закон
изменения мгновенной частоты (б)
407

ФЧХ — форму квадратичной параболы. Таким образом, точные выражения
заменяются приближенным [см. пояснения к формулам (3.50) и (3.51)]
5 (со) «Л0Гс/2]/т = const, oa0 — сод < со < со0 + юд,	(13.36)
0* И
(СО—(00)2 _ Я т (со— (Do)2
2Р ~	4	со|
со0 — сод < со < со0 (0Д. (13.37)
В § 3.7 было показано, что такое приближение тем лучше, чем больше
т — 2/д Гс (постоянный фазовый сдвиг л/4 опущен).
При отсчете времени ^от начала импульса фазовый спектр сигнала запи¬
шем в виде
е.И»	г
	^ т ((0— С0о)2	а>Тс
(13.37')
Для сигнала с подобными амплитудными и фазовыми спектрами согла¬
сованный фильтр должен иметь прямоугольную АЧХ и ФЧХ, определяемую
выражением
ФкИ= — едю)— соГс
_ п	(СО—^Шр)2	ыТ0
4	со2	2
4	со2	2	;
(13.38)
Строго прямоугольная АЧХ также неосуществима. Поэтому дальней¬
шее упрощение заключается в замене прямоугольной амплитудной характе¬
ристики характеристикой реализуемого полосового фильтра. После этого
фильтр может быть осуществлен в виде сочетания двух линейных четы¬
рехполюсников: полосового резонансного фильтра (обычный усилитель
промежуточной частоты приемника) и специального четырехполюсника с
равномерной АЧХ и квадратичной ФЧХ.
Заметим, что фазовой характеристике (13.38) соответствует групповое
время запаздывания узкополосного сигнала
, \	(®) я	(со—со0)	Тс
V ’	da	2	(Од	2
В качестве устройства с требуемой ФЧХ может быть использована лю¬
бая цепь, у которой задержка в некотором частотном диапазоне (вблизи
частоты со0) линейно зависит от частоты. Такими свойствами обладают,
в частности, дисперсионные ультразвуковые линии задержки.
Определим сигнал на выходе фильтра. При этом будем иметь в виду не ап¬
проксимированный, а точно согласованный фильтр, передаточная функция
которого отвечает условию (13.8).
Основываясь на соотношении (13.18),воспользуемся выражением (3.106')
для корреляционной функции входного сигнала, введенным в § 3.11:
Ва (т)
sin
(
л m (т/Гс)
cos со0 т.
Заменяя в этом выражении тна 1 — Тс и ограничиваясь рассмотрением
участка вблизи точки t = Тс, т. е. в окрестности точки, где выходной сигнал
достигает пикового значения, можем считать т/Тс	1.
408

Тогда
Ва (t-Tc)
-1_ £2 J. Sin I(jtт/Тс) (t—Tc)]
2	° 0	(nm/Tc)(t-Tc)
cos a>0(t—Tc).
Учитывая, что m — (1/л) содTc [см. (3.38)], последнее выражение перепи¬
шем в несколько иной форме
в а а -те) « -f ЕЬ Т*-ПЮ”г-ТТ) cos “о -Гс)-	(13.39)
2	®д(^—ПО
Подставляя полученное выражение в (13.18), находим напряжение на
выходе согласованного фильтра
«вых (t) ~АВа (t -Те) = ±-АЕЬ те sinm”(-^-;c) COS со0 (t-Tc) =
2	чал(1—Тс)
~ЕВЫХ (t) cos (u0 (t Tc),	(13.40)
где огибающая
t/вых (0 = 4“ Уе-ПУ^С) '	<13'41)
2	®д (/—Гс)
Заметим, что частота заполнения не модулирована и равна со0, т. е. сред¬
ней частоте входного сигнала.
Поясним этот важный результат.- ЛЧМ импульсу, определяемому выра¬
жением (13.25), при m > 1 соответствует амплитудный спектр прямоуголь¬
ной формы и фазовый спектр в виде квадратичной параболы. После про¬
хождения через согласованный фильтр амплитудный спектр остается прямо¬
угольным, а фазовый спектр принимает вид линейной зависимости 0S вых (со)=
= — (со — со0) t0 в пределах со0 — (од < со < (о0 + «>д. Тем самым эффект
ЧМ снимается и спектр приобретает вид двух лепестков прямоугольной фор¬
мы (одного в области и>0и другого в области ш<0), симметричных от¬
носительно частот ±(о0 и с линейным фазовым спектром. В соответствии с
теоремой о смещении спектра (см. п. 3 § 2.8) подобная структура спектра
соответствует функции времени вида А (t) cos ю0 t, где A (t) — медленная
функция, имеющая смысл огибающей амплитуд сжатого сигнала. Спектраль¬
ная плотность функции А (t) получается сдвигом упомянутых двух лепест¬
ков на со0 к нулевой частоте.и в рассматриваемом примере (ЛЧМ импульс)
имеет форму прямоугольника с основанием, равным 2сод, с центром в точке
со = 0. По аналогии с п. 4 § 2.10 (см. рис. 2.19), заменив ют и сод, придем
к A (t) в виде функции sine (2nfRt).
Очевидно,что отсутствие модуляции высокочастотного заполнения сиг¬
нала на выходе согласованного фильтра имеет место при любом законе ЧМ
входного сигнала. При определении же огибающей выходного сигнала не¬
обходимо учитывать изменение формы амплитудного спектра сигнала в
фильтре (при непрямоугольной форме на входе фильтра).
Определим пик сжатого сигнала при нормировании энергии выходного
сигнала к энергии сигнала на входе [см. (13.26)], в данном случае
Ва (0) = Э = V, ЕЬ Тс, а Ва (т) « V* ЕЬ Тс ^-П0)дТ cos со0 т.
(Од т
Поэтому
:(*«) =
(V» Е%ТС)3/2
[1 „„ Г sin2o)nT „	1'
T i^^ 0TrfTJ
/2
409

Ut
а)
i/Ъ
Рис. 13.11. ЛЧМ импульс на входе согласованного фильтра (а) и сжатый сигнал на
выходе (б)
Подставив cos2030t = V2 + V2 cos 2 со0т и отбросив интеграл с подын¬
тегральной функцией, содержащей множитель cos 2 со0т, а также учитывая
во ,
JS1П" X
—dx — л, получаем окончательный результат
	СВ X
^ВЫХ
Е0УУлТс=Е0Ут.
Таким образом, выражение (13.41) можно переписать в форме
ивыЛ() = У^Е0 -Ы*{*-^ •	(13.42)
Юд(* —Тс)
Сигналы на входе и выходе фильтра изображены на рис. 13.11 (при Е0 —
= 1). Наибольшая амплитуда выходного сигнала (в момент t = Тс) в Vm
раз больше, чем на входе, а длительность основного лепестка, отсчиты¬
ваемого между двумя нулями, равна 1//д. Длительность выходного импульса
на уровне 1/У2 от максимального значения Тсвых да 0,89/2/д.
Таким образом, отношение
Т0/Тсвыхда 1,1-2/д:Гс,	(13.43)
410

близкое по значению к параметру модуляции т — 2faTc, можно назвать
коэффициентом сжатия ЧМ импульса в согласованном фильтре.
Из выражения (13.42) видно, что компенсация фаз спектра сигнала —
основная операция в согласованном фильтре—приводит к сжатию им¬
пульса в т раз при одновременном увеличении пика сигнала в У~т
раз (при нормировке энергий входного и выходного сигналов).
Это весьма ценно для практики, так как позволяет удлинять импульс,
генерируемый передатчиком, для увеличения энергии сигнала без потери
разрешающей способности, которая определяется длительностью импульса
на выходе согласованного фильтра. Техническое преимущество этого метода
проявляется особенно в тех случаях, когда увеличение амплитуды импуль¬
сов в передатчике ограничивается импульсной мощностью электронных при¬
боров, используемых для генерации колебаний. Значительно проще увели¬
чивать энергию сигнала удлинением импульсов при одновременном нало¬
жении ЧМ. При этом параметр модуляции т должен расти пропорционально
длительности Те излучаемого сигнала (при заданной длительности Тс
импульса на выходе согласованного фильтра). Иными словами, девиация
частоты должна оставаться неизменной, а скорость изменения частоты р
должна быть обратно пропорциональна Тс (см. (13.39)).
3.	ПАЧКА ОДИНАКОВЫХ ИМПУЛЬСОВ
Рассмотрим сигнал в виде группы из п одинаковых видеоимпульсов
(рис. 13.12). Интервалы между импульсами могут быть неодинаковыми.
Спектр такого сигнала
S (и) = Sx (со) (1+е-^« + е-'“г*4-...-Ье~ШТп~'),	(13.44)
где Sx (со) — спектр первого имплульса, начинающегося в момент t — 0;
Sx (со) e~iaTi — спектр второго импульса, начинающегося в момент t = Тъ
и т. д.
Так как полная длительность изображенного на рис. 13.12 сигнала рав¬
на ти Ц- Гп_!, то в соответствии с выражением (13.8) согласованный со спект¬
ром S (со) фильтр должен иметь коэффициент передачи
К (ко) = A S* (со) е~‘“ (г«+г"- О =
= A SJ (со) е~‘“ти е~1(лТп—1 (1 +ei«r,+ el"r, + ... + etor»- *) =
= КХ (ко) [l + е~*“ (тп — \—тп —	_
+ е - «О (Г„ _! - г,) + е- о»г„ _! J	(13.45)
В этом выражении Кг (ie>) = ЛБ* (со) е~‘“Ти представляет собой коэф¬
фициент передачи фильтра, согласованного с одиночным импульсом.
Основываясь на выражении (13.45), нетрудно наметить схему фильтра,
согласованного с сигналом, изображенным на рис. 13.12. Подобный
фильтр должен содержать звено с передаточной функцией Ki (ш), обеспе¬
чивающее оптимальную внутриимпульсную об¬
работку сигнала, и набор линий задержек. Be- Sj
личины этих задержек должны нарастать в по¬
рядке, обратном расстановке импульсов в пачке
на входе фильтра. Один из возможных вариантов
такого устройства показан на рис. 13.13, а. О
Максимальный импульс на выходе сумматора
получается, когда первый импульс входной после- Рис 13 12 Сигнал в виде
довательности, прошедший через задержку Тп_ъ пачки импульсов
П П	П
411

а)
суммируется со вторым импульсом, прошедшим через задержку 7’п_1 — 7\,
с третьим импульсом, задержанным на Тп-Х — Г2, и так далее вплоть до по¬
следнего импульса проходящего через рассматриваемое устройство без до¬
полнительной задержки. Вместо набора из п линий задержки конструктив¬
но проще и выгоднее применять одну линию задержки с п отводами
(рис. 13.13, б). Отводы располагаются таким образом, чтобы соответствую¬
щие им задержки нарастали в том же порядке, что и на рис. 13.13, а.
Построение согласованного фильтра значительно упрощается, когда
входной сигнал представляет собой последовательность равноотстоящих
одинаковых импульсов, т. е. когда
7\ = Т, Т2 = 2Т, Т3=ЗТ, .... Гп_! = (ft - 1) Т.
Для этого случая выражение (13.45) можно записать так:
К (to) = Ki (to) [1 -fe-‘°'7’-f e~i2aT + ... -fe-/ (n~1) 'J>r] =
= Ki (to) Кг (l®).	(13.46)
При достаточно большом числе п выражение в квадратных скобках
можно свернуть по формуле геометрической прогрессии
К2 (ш) = 1/(1 — е~шт).	(13.47)
Структура выражения (13.46) указывает на возможность осуществле¬
ния согласованного фильтра в виде каскадного соединения двух четырехпо¬
люсников: одного с передаточной функцией Ki (t®), как и в схеме на
рис. 13,13, а, согласованного с одиноч¬
ным импульсом, и другого в виде цепи
с обратной связью, содержащей всего
лишь одну линию задержки Т (рис.
13.14). Передаточная функция подобной
цепи (на рис. 13.14 обведенной штрихо¬
вой линией) определяется выражением
Кг (to) —	гт^- == 1 -f-
К ,(ioi)
+Кл
1 — Клэ е
-шт+к2лз
Рис. 13.14. Гребенчатый фильтр
• шт
р — (2<оГ I
(13.48)
Символом /Спз обозначен безынер¬
ционный четырехполюсник, учитыва-
412

Рнс. 13.15. Амплитудно-частотная характеристика гребенчатого фильтра
ющий затухание в линии задержки (достигающее десятков децибел) и вклю¬
чающий в себя усилитель, компенсирующий это затухание. Для устойчиво¬
сти цепи коэффициент Клз должен быть меньше единицы. Сама линия за¬
держки при этом может рассматриваться как идеальная с передаточной функ¬
цией е~‘аТ.
При частотах, отвечающих условию со Г = (2/г + 1) к, k — 0,1, 2, ....
обратная связь отрицательна и К2 (ш) — 1/(1 + Клз). При частотах
юТ = 2kn, k = 0,1, 2, ..., обратная связь положительна и К2 (ш)—
- 1/(1 - КЛз).
Амплитудно-частотная характеристика цепи приобретает вид, пока¬
занный на рис. 13.15. Фильтры с подобной характеристикой называются
гребенчатыми. Они эффективны для выделения сигналов в виде пе¬
риодической последовательности импульсов на фоне белого шума. Чем боль¬
ше число импульсов в пачке п и чем ближе Клз к единице, тем лучше при¬
ближение цепи к согласованному фильтру.
Импульсная характеристика фильтра К2 (ш)
8 (t) = б (/) + Клз б (t- Т) + Клз б (t —27) +...
Коэффициенты при единичных импульсах, возникающих на выходе
четырехполюсника через интервалы Т, убывают по закону, близкому к экс¬
поненте. Таким образом, импульсная характеристика фильтра /С2 имеет вид,
показанный на рис. 13.16.
Все приведенные выше рассуждения можно распространить и на филь¬
трацию последовательности радиоимпульсов. Необходимо лишь под Ki (ш)
подразумевать коэффициент передачи фильтра, согласованного с одиночным
радиоимпульсом. Кроме того, для обеспечения сложения задержанных
радиоимпульсов в фазе требуется введение корректирующих фазовых
сдвигов (при Т Ф k2n).
Рис. 13.16. Импульсная характеристика гребенча¬
того фильтра
Рис. 13.17. Формирование сигнала, сопряженного
с заданным фильтром
413

13.6.	ФОРМИРОВАНИЕ СИГНАЛА,
СОПРЯЖЕННОГО С ЗАДАННЫМ ФИЛЬТРОМ
Рассмотрим одно интересное свойство схемы, представленной на
рис. 13.17. На этой схеме Ki (ш) и К2 (iw) — передаточные функции фильт¬
ров на приемной и передающей сторонах канала связи, при этом выполняет¬
ся условие
К, (ко) = К2 (ко),
т. е. функции Ki (iw) и К2 (iw) являются комплексно-сопряженными.
При ударном возбуждении четырехполюсника К2 (iw) единичным им¬
пульсом б (if) на его выходе возникает колебание (импульсная характе¬
ристика)
оо
go (t) = J К2 (но) еш с1ы,
которое используется в качестве сигнала, передаваемого по каналу связи.
Таким образом, g2 (0 = s (i).
Нетрудно видеть, что по отношению к этому сигналу приемный фильтр
Ki (i®) согласован, так как его импульсная характеристика gt (t) является
зеркальным отражением сигнала s (t).
Действительно,
8i (0=-^- f Ki(t®)
еш d(o — -
2я
оо
J K.2 (iw) e*“ cUo =
— oo
(Постоянная задержка tn, входящая в выражение (13.15), здесь опущена.)
Сигнал sBbIX (t) на выходе фильтра Ki 0'®) максимизирован в смысле со¬
отношения (13.17).
Итак, для формирования на передающей стороне сигнала, сопряженно¬
го с заданным приемным фильтром, можно применить принцип ударного
возбуждения «обратного» фильтра. Под обратным подразумевается фильтр,
передаточная функция которого комплексно сопряжена с передаточной
фуцкцией «прямого» фильтра.
Так как формирование сигналов и обработка в приемнике обычно осу¬
ществляются на промежуточной частоте, то схема (см. рис. 13.17) должна
бьпь дополнена высокочастотным генератором и преобразователем для сдви-
Рис. 13.18. Высокочастотное колебание, манипу¬
лированное по фазе
Рис. 13.19. Структурная
схема фильтра, согласо¬
ванного с фазоманипу-
лированным сигналом

Рис. 13.20. Колебание на выходе фильтра, согласованного с фазомаинпулированным
сигналом
га спектра сигнала в область высокой частоты в передатчике, а также гете¬
родином с преобразователем для обратного преобразования частоты в прием¬
нике.
Несмотря на кажущуюся простоту изложенного принципа формирования сигна¬
ла, обеспечивающего оптимальность его обработки в приемнике, реализация обратного
фильтра является весьма сложной задачей, которая может быть успешно решена не для
любого сигнала.
Относительно просто подобная задача решается для системы связи, в которой ис¬
пользуется фазоманипулированный сигнал, представляющий собой последовательность
радиоимпульсов, следующих без интервалов и различающихся между собой только фа¬
зой высокочастотного заполнения: начальная фаза в каждом из импульсов может быть
либо 0, либо я, причем чередование фаз осуществляется по определенному коду: £-му
импульсу приписывается коэффициент Ьь, равный ±1. Знак плюс соответствует фазе 0,
а знак минус — фазе я.
На рис. 13.18 изображен подобный сигнал из пяти радиоимпульсов с коэффици¬
ентами Ь0 = -)- 1, Ьг = +1, Ь2 = +1, Ь3 = — 1 и 64 = + 1.
Структурная схема фильтра, используемого для обработки подобного сигнала,
изображена на рис. 13.19, Фильтр представляет собой соокупность четырехполюсника
К (но), согласованного с одиночным импульсом (с длительностью ти), и многоотводной
линии задержки. Число отводов, следующих через интервалы ти, равно числу элемен¬
тарных радиоимпульсов в сигнале. Безынерционные четырехполюсники b0, blt 6а,...
пропускают импульсы, поступающие с отводов линии задержки, без изменения или
с изменением на 180° фазы высокочастотного заполнения импульсов.
Чередование коэффициентов Ь0, Ьъ... является зеркальным по отношению к сиг¬
налу. В результате напряжение на выходе приобретает вид, показанный на рнс. 13.20
(без учета влияния четырехполюсника Ki (го) на
форму импульсов),
К концу действия входного сигнала на выходе
сумматора выделяется максимальный импульс с ам¬
плитудой пА0, где п — число элементарных импуль¬
сов. Таким образом, рассматриваемая цепь осуще¬
ствляет сжатие сигнала, причем коэффициент сжа¬
тия равен п, т. е. числу отводов линии задержки.
Число п в данном случае играет такую же роль, как
произведение 2/ДТС = т для фильтра, осуществ¬
ляющего сжатие радиоимпульсов с частотно-моду-
лированным заполнением.
Структурная схема обратного фильтра для по¬
лучения сигнала, представленного на рис. 13.18,
изображена на рис. 13.21. От схемы на рис. 13.19
эта схема отличается тем, что входной сигнал пода¬
ется к противоположному концу линии задержки,
благодаря чему чередование коэффициентов Ь0, Ьъ
.... b„-.l является зеркальным по отношению к схеме
рис. 13.19. Кроме того, передаточная функция КгО*0)
четырехполюсника, осуществляющего внутриим¬
Рис. 13.21. Структурная схема
фильтра, обратного по отноше¬
нию к фильтру на рис. 13.19
415

пульсную обработку, является комплексно-сопряженной функции Ki (»<в), обозначен¬
ной на рис. 13.19. Для импульса, симметричного относительно середины, Кг (i®)
совпадает с Ki(tw). По существу, фильтры, показанные на рис. 13.19 и 13.21, со¬
вершенно идентичны, что является большим преимуществом, особенно в тех случаях,
когда приемник и передатчик находятся в одном месте, например в радиолокаторе.
В подобных случаях генерирование сигнала н его оптимальная обработка при приеме
могут быть осуществлены с помощью одного фильтра. Подобная система получила
называние ключ-замок.
13.7.	ФИЛЬТРАЦИЯ ЗАДАННОГО СИГНАЛА
ПРИ НЕБЕЛОМ ШУМЕ
Пусть на полностью известный сигнал s (t) линейно (аддитивно) накла¬
дывается шум с неравномерным энергетическим спектром W (со) (небелый
шум). Требуется синтезировать фильтр, максимизирующий отношение сиг¬
нал-помеха. В отличие от ранее рассмотренных задач в данном случае пере¬
даточная функция должна бтдть согласована не только со спектром сигнала
S (со), но и с энергетическим спектром шума W (со) [22].
Наиболее простым способом отыскания требуемой передаточной функ¬
ции К (ico) является приведение заданного шума к белому. Для выяснения
сути этого способа рассмотрим вспомогательную структурную схему, пока¬
занную на рис. 13.22. На этой схеме К (ico) обозначает искомую передаточ¬
ную функцию синтезируемого фильтра, a Ki (ico) и 1/Ki (ico) являются пере¬
даточными функциями двух вспомогательных условных четырехполюсни¬
ков, введение которых не оказывает никакого влияния на работу устройства,
так как их результирующая передаточная функция равна единице.
Так как функцию Ki (ico) можно выбирать произвольно, то модуль этой
функции зададим в виде
Ki (со) = К W0/W (со) ,	03.49)
1де W0 — постоянная величина.
Тогда на выходе первого четырехполюсника будет действовать шум с
равномерным энергетическим спектром
Wx (со) = W (со) [At (©)]* = U70 == const, т. е. белый шум.
Само собой разумеется, сигнал на выходе этого четырехполюсника от¬
личается от входного сигнала, так как спектральная плотность
S,	(со) = S (со) Ki (ico)	(13.50)
отличается от 5 (со). Однако это обстоятельство несущественно; основной за¬
дачей является максимизация отношения сигнал-помеха на выходе всего уст¬
ройства. Поэтому важно отношение энергии сигнала к энергетическому
спектру шума, а форма сигнала при этом роли не играет.
Так как в рассматриваемом сечении схемы шум является белым, то для
получения на выходе максимума отношения сигнал-помеха вся последую¬
щая часть устройства должна иметь передаточную функцию, отвечающую
условию (13.8). Таким образом,
Рис. 13.22. Согласованная фильтрация
заданного сигнала при небелом шуме
	!	К (ico)=/4 St (®)
Ki ((ш)
(13.51)
Левая часть этого выражения
является результирующей переда¬
точной функцией четырехполюсни¬
ка, обведенного на рис. 13.22 штри-
416

ховой линией, а правая часть — функцией, комплексно-сопряженной по
отношению к спектру Sj (со) и дополненной множителем е~ш°.
Из выражения (13.51) получаем
К {т) ~ A Sj (и) Кх (tco) е~	(13.52)
Но из (13.50) следует, что Si (co) = S* (w) KJ (ко).
Таким образом,
К (Щ «= A S* (о)) Ki (to>) Ki (to)	A S* (со) [Ki (ю)]2 е
Подставляя сюда соотношение (13.49), окончательно получаем
К (m) = AW0^er^r	(13.53)
Нетрудно истолковать физический смысл этого соотношения.
Как и в случае белого шума, для максимизации отношения сигнал-по¬
меха в фильтре должна осуществляться компенсация начальных фаз спектра
входного сигнала S (со). Поэтому в правую часть (13.53) входит комплексно¬
сопряженная функция S* (и). Однако модуль передаточной функции должен
быть, во-первых, пропорционален модулю S (ю) (как и в случае белого шу¬
ма), и, во-вторых, обратно пропорционален энергетическому спектру шума
на входе фильтра. Тем самым обеспечивается подчеркивание тех компонентов
спектра сигнала, при которых интенсивность шума меньше.
13.8.	ФИЛЬТРАЦИЯ СИГНАЛА С НЕИЗВЕСТНОЙ
начальной фазой
При обработке сложных сигналов с внутриимпульсной модуляцией на¬
чальная фаза 0О высокочастотного заполнения в выражении
а (t, 0О) = А (t) cos [co0f + 0 (t) + 0O]	(13.54)
обычно являетсянеизвестной величиной.
Если фильтр согласован с сигналом а (t, 0) = A (t) cos [ю0? + 0 (£)]
без учета 0О, то при наличии фазового сдвига 9„ фильтр оказывается рассог¬
ласованным. Выясним влияние этого рассогласования на выходное колеба¬
ние.
Основываясь на общем выражении (13.18) и опуская для упроще¬
ния анализа постоянную задержку to, сигнал на выходе согласованного
фильтра (при 0„= 0) представляем в форме (см. приложение 3)
®ВЫ1 (Ь 0)
(х) А* (х—t) dx
= С Re [e“V В a (f)].
(13.55)
Введем в рассмотрение начальную фазу 0„ входного сигнала. Для этого
достаточно функцию А (х) домножить на е‘е».
сю
Новый интеграл J А (х) et6‘А* (х—t) dx определяет взаимную корре¬
ляцию между функциями А (х) ei0« и А* (х—t), однако после вынесения
множителя е'0» за знак интеграла получается произведение е;0« Вд (£). Та¬
ким образом, приходим к следующему выражению для сигнала на выходе
рассогласованного фильтра:
ввых а, во) Re [е‘ «-W+0.)] Ва (/).	(13.56)
!4 Зак. 1326
417

Рис. 13.23. Высокочастотное
заполнение сжатого ЛЧМ
импульса при начальной фа¬
зе сигнала 0о=9Ов
Из сравнения этого выражения с (13.55) вы¬
текает, что для учета начальной фазы достаточ¬
но прибавить 0О к слагаемому ©0/, сохранив
огибающую выходного сигнала.
Проиллюстрируем этот результат на примере
ЛЧМ импульса, рассмотренного в примерах §3.11
и 13.5.
Из соотношений (3.103) и (3.106') после замены в
них т на ( (задержка сигнала не учитывается) выте¬
кает следующее выражение для корреляционной
функции огибающей:
в А (0=rc
г * /
, * W
sin
пт —— I
1 — • -)
L т01
Го 1\
пт (t/Tc)
Таким образом,
явых (t > во) — ЛТС
sin
[
nm (t/Tc)
cos (w0 < +0О).
(13.57)
На рис. 13.23 изображено выходное колебание на отрезке времени вблизи пика
при 0О = 90° для фильтра, согласованного с ЛЧМ сигналом. Параметры входного
сигнала соответствуют п. 2 § 13.5 (см. рис. 13.10). В зависимости от 0О положение пика
сжатого сигнала на оси времени может изменяться в пределах ± я/со0, т. е. половины
периода высокочастотного заполнения. Из этого примера видно, что при достаточно
большом числе периодов, приходящихся на длительность сжатого сигнала, влияние
0„ на пиковое значение незначительно. Если дальнейшая обработка сигнала ведется по
огибающей, то при выполнении указанного выше условия относительно высокочастот¬
ного заполнения влияние 0О исключается.
13.9.	СОГЛАСОВАННАЯ ФИЛЬТРАЦИЯ
КОМПЛЕКСНОГО СИГНАЛА. КВАДРАТУРНАЯ
ОБРАБОТКА
В гл. 3 и 6 отмечалось, что комплексная огибающая А (() узкополосного
сигнала a (t) = А (t) cos [(о0^ + 9 (01 содержит в себе всю информацию,
обусловленную как амплитудной, так и угловой модуляцией. Во многих
практических задачах радиотехники обработку сигнала целесообразно про¬
изводить непосредственно по огибающей А (t) с исключением несущей часто¬
ты со0. Такой подход особенно актуален при цифровой обработке сигналов.
Осуществление цифровой обработки на частотах радиотехнического диапазо¬
на усложняется из-за требования чрезвычайно высокого быстродействия
АЦП и арифметических устройств цифрового фильтра. В связи с этим циф¬
ровая обработка, как правило, производится в тракте видеочастоты прием¬
ного устройства.
Структурная схема устройства, выделяющего комплексную огибающую
узкополосного сигнала а (t), представлена на рис. 13.24. Устройство состоит
из двух одинаковых преобразователей частоты с общим гетеродином, частота
которого со0 совпадает с несущей частотой сигнала a (t).
Избирательная цепь на выходе каждого преобразователя представляет
собой фильтр нижних частот (ЯС-цепь). Полоса прозрачности предполагает¬
ся достаточной для неискаженного воспроизведения спектра передаваемого
сообщения. При выполнении условия ЕТ > Атак осуществляется линейное
преобразование частоты, в результате которого колебание разностной часто¬
ты на выходе первого преобразователя принимает вид (см. § 8.11)
sc (t) =-щ,Ег A (i) cos ({ю0 / + 0 (<)] — о)0 t) — kпр А (!) cos 0 (t).	(13.58)
418

На выходе второго преобразователя благодаря сдвигу фазы гетеродинно¬
го колебания на угол <р = 90° получается колебание
s* (0 = а2 Er A (t) cos {[со0 t + d (01—(w0 * + 90°)} = kav A (t) sin 0 (t).
(13.59)
Символом /епр = a2ET обозначен постоянный коэффициент, имеющий
смысл крутизны характеристики преобразования; а2 — коэффициент при
квадратичном члене в выражении (8.10).
Устройства, выделяющие на выходе колебание, содержащее инфор¬
мацию о фазе 0 (f) (слагаемое a>0t исключено), обычно называют фазо¬
выми детекторами.
Колебания sc (0 и ss (t) совпадают соответственно с действительной и
мнимой частями комплексной огибающей А (0 (см. (3.90]. В этом смысле
рассматриваемая обработка является квадратурной.
Совокупность физических колебаний sc (t) и ss (t), записанная в ви¬
де суммы sc (t) + is, ((), позволяет трактовать комплексное колебание как
физический процесс. Следует при этом иметь в виду, что рассматриваемое ко¬
лебание не является аналитическим сигналом. Это объясняется тем, что
спектральная плотность комплексной огибающей А (t) не обращается в нуль
в области частот ©СО (см. § 3.10).
Обратимся к синтезу фильтра, согласованного с комплексной огибающей
' А (0.
Свойства согласованной фильтрации, изложенные в § 13.1—13.4 для дей¬
ствительных сигналов, полностью распространяются и на комплексные сиг¬
налы. Это очевидно, так как:
в фазовых детекторах (см. рис. 13.24) отсутствует взаимодействие меж¬
ду сигналом и помехой (линейное преобразование);
сохраняется равномерность энергетического спектра помехи на выходе
(белый шум);
коэффициент преобразования knp одинаков для сигнала и помехи.
Исходный радиосигнал запишем в форме
a (t)= A (t) cos [со01 + 0 (t) + 0ol, 0 t < T0,	(13.60)
где 0„ — начальная фаза, обычно неизвестная.
Имея в виду .квадратурную обработку, подвергаем сигнал a (t) преобра¬
зованию по схеме рис. 13.24, причем на первом этапе начальную фазу 0О
учитывать не будем. Тогда получим следующие сигналы на выходах фазовых
детекторов [см. (13.58) и (13.59)]:
$с (t) = A (0 cos 0 it), ss (t) — A (t) sin 0 (t), s (t)=A (t) e‘e <‘>=A (t). (13.61)
(Постоянный коэффициент /гпр опущен.)
Задача сведена к согласованной
фильтрации полностью известного комп¬
лексного сигнала s (t) — А (^).
Рассмотрим сначала аналоговую
обработку. Сигнал на выходе согласо¬
ванного фильтра по форме совпадает с
корреляционной функцией входного
сигнала, в данном случае с корреляци¬
онной функцией комплексной огибаю¬
щей (задержку t0 не учитываем):
оо
ВА (t) = J А(х) А* (x + t) dx (13.62)
(см. (3.98)1.
Рис. 13.24. Выделение квадратурных
составляющих комплексной огибаю¬
щей узкополосного сигнала
14*
419

Следовательно,
W (t) = Авых (0 = СВ a (t),	(13.63)
где С — постоянный коэффициент.
В момент t — О
ВА (0) ~ J IА (х) Р dx
— действительная величина, однако при t^O В а (t) является ком¬
плексной .функцией:
В it) — BRe (t) + iB\m (t).	(13.64)
Для выявления структуры согласованного фильтра воспользуемся со¬
отношением вида (13.15) (постоянный коэффициент А заменен на С):
g(t)=CA*(t0-t).
Ограничимся здесь частным случаем симметричного сигнала
[А(^)=А(—t)], а также опустим постоянную задержку t0 (обобщение
см. в приложении 4). Тогда
8 (0 ~С A* (t)—C [А (t) cos 0 (t)-iA (t) sin 0 (01 = gRe (*'-iglm (t),
(13.65)
где gRe (t) и cjim (t) — действительная и мнимая части комплексной импульс¬
ной характеристики согласованного фильтра g (t).
Сигнал на выходе фильтра определим с помощью интегральной свертки
оо
«вых (t) = J S (х) g (t—x) dx =■ Авь,х (t).	(13.66)
Подставив в это выражение s (t) = sc (t) + isa (t), а также импульсную
характеристику по формуле (13.65), получим
ОО	оо
®вых (0 = ^ Sc (х) gRe (t—x) dx + $ ss (x) gIm (t—x) dx —
—-00	—oo
OO	OO	"I
$ s0 (*) glm (i —X) dx— J Ss (*) gRe (t —x) dx =
- OO		OO	J
= ®c Bill (0 i$a вых (O'	(13.67)
Первый интеграл определяет отклик физической цепи с импульсной ха¬
рактеристикой (действительной) gRt (t) на воздействие sc (t), второй интеграл
— отклик цепи с импульсной характе¬
ристикой gim (^ (также действительной)
на воздействие sa (t) и т. д.
Алгоритм (13.67) реализуется схе¬
мой, показанной на рис. 13.25.
Сопоставление выражений (13.64)
и (13.67) показывает, что сигнал на
выходе сумматора I соответствует функ¬
ции CBRe (t), а на выходе сумматора
II — функции CBlm (t).
Рис. 13.25. Согласованная фильтра- , После Дополнительной обработки
ция комплексного сигнала	(квадрирование и суммирование), по-
420

Рис. 13.26. Структурная схема согласованного фильтра
казанной в правой части полной структурной схемы (рис. 13.26), получаем
окончательное выражение
[sBHX (01а =	[B% Ц) + B*AS (01 = Са [Ва (№	(13.68)
Возведение в квадрат является нелинейным преобразованием. Однако
эта часть обработки производится после максимизации отношения сигнал-
помеха в линейной части устройства, поэтому взаимодействие сигнала и по¬
мехи проявляется незначительно.
Введем теперь в рассмотрение начальную фазу 0О, сохраняя прежние
значения gRe (t) и gjm (t). Тогда функция А (х) под интегралом в (13.62) долж¬
на быть умножена на постоянное число е/с?«, из чего следует, что при 0О Ф О
сигнал на выходе сумматоров I и II будет
СВ а (t) еге» = cos 0О В Ас (0 —sin 0О В as (t) + i [cos 0O Вас (t) +
+ sin 0O В Ac (ft],
а в результате последующей обработки на выходе всего устройства получится
сигнал, совпадающий с выражением (13.68).
Таким образом, применение квадратурной обработки устраняет влияние
неизвестной начальной фазы 0О на эффект фильтрации.
Итак, для осуществления согласованной фильтрации на видеочастоте в
аналоговой форме требуется создание фильтров двух видов: с импульсными
характеристиками gRe	(t)	= А	(t) cos0	(t)	и gim	(t)	= A	(t)	sin 0 (t).
При обработке сигналов сложной формы реализация указанных
импульсных характеристик является трудной задачей. Например,' при согла¬
сованной фильтрации ЛЧМ импульса эти характеристики должны быть
следующими:
gRe (i) = cos р^/2, glm (t) = sin ^2/2, | /1< T0l2.
Очевидно, что аналоговую обработку ЛЧМ импульсов затруднительно
осуществлять с помощью квадратурной схемы в тракте видеочастоты.
При цифровой же обработке отмеченные трудности устраняются.
13.10.	ЦИФРОВОЙ СОГЛАСОВАННЫЙ ФИЛЬТР
Рассмотренные выше принципы квадратурной обработки, а также соот¬
ношения между сигналами на входе и выходе аналогового фильтра полно¬
стью распространяются и на цифровую обработку. Однако собственно
421

Рис. 13.27. Согласованная фильтрация цифрового сигнала с использованием БПФ
фильтр обычно синтезируется на основе спектрального подхода, с использо¬
ванием БПФ.
Поскольку согласованный фильтр должен выдавать на выходе сигнал,
совпадающий по форме с корреляционной функцией входного сигнала, ал¬
горитм фильтра можно построить по структурной схеме, представленной
на рис. 13.27.
„На вход БПФ подается последовательность закодированных в цифру
комплексных отсчетов {А (£)}, k — 0,1, ..., N — 1, а последовательность
спектральных коэффициентов {ЪА («)}, п = 0,1, ..., N — 1, с выхода БПФ
поступает на набор перемножителей, осуществляющих умножение каждого
из коэффициентов ЪА (п) на комплексно-сопряженный коэффициент ЪА (п).
Полученная таким образом последовательность {|Z (п) |2, п = 0, 1, ...,
N — 1, подвергается обратному быстрому преобразованию Фурье, и тем са¬
мым формируется последовательность отсчетов выходного сигнала \с точно¬
стью до постоянного коэффициента).
Последующая обработка по устранению влияния начальной фазы сигна¬
ла повторяет (в дискретной форме) обработку, показанную на рис. 13.26.
Сопоставление описанного цифрового согласованного фильтра с рассмот¬
ренными в § 13.5 аналоговыми фильтрами указывает на главное преимущест¬
во цифровой обработки — возможность реализации устройств с любыми им¬
пульсными и частотными характеристиками в пределах полосы частот, обеспе¬
чиваемой быстродействием преобразования А—Ц и арифметических уст¬
ройств. Все сводится к выбору весовых коэффициентов. Факторы, характер¬
ные для аналоговых цепей: инерционность энергоемких элементов, влияние
паразитных связей между отдельными узлами и их несогласованности и др.,
при цифровой обработке полностью отсутствуют. Важным преимуществом
цифровых устройств является возможность расширения динамического диа¬
пазона увеличением разрядности АЦП (~ 6 дБ на один разряд, см. § 12.9).
Наконец, следует указать на высокую точность и стабильность характе¬
ристик цифровых фильтров, что особенно важно при сжатии сигналов с очень
большой базой. Все эти преимущества достигаются ценой усложнения струк¬
туры фильтра, но, как показывает практика, современная микроэлектро¬
ника успешно справляется с возникающими в этой области проблемами.
Вместе с тем в ряде радиотехнических задач применение квадратурной
обработки оказывается неприемлемым и более предпочтительно осуществлять
согласованную фильтрацию в тракте высокой частоты. Широко распростра¬
нены аналоговые согласованные фильтры на линиях акустической поверх¬
ностной волны, на дисперсионных линиях задержки. Осваиваются новые
способы, основанные на различных физических явлениях, таких, например,
как спиновое эхо.
422

Глава 14. ПРЕДСТАВЛЕНИЕ СИГНАЛОВ
НЕКОТОРЫМИ СПЕЦИАЛЬНЫМИ
ФУНКЦИЯМИ
14.1.	ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
В § 2.2 отмечалось, что в зависимости от класса сигнала ортогональные
системы специальных функций могут быть подобраны таким образом, что¬
бы требуемая точность представления обеспечивалась при минимуме членов
ряда.
Условия ортонормированности этих функций на заданном интервале
(а, Ь) записываются в форме
I
фп (Х) фт (X) Р (Х) dX
при пфт,
при п —т.
(14.1)
От определения (2.4) это выражение отличается множителем р (х) под
знаком интеграла, называемым весовой функцией или функци¬
ей веса. Говорят, что функции <р„ (х) и <рт (х) ортогональны с весом р (х).
Это означает, что ортогональны не эти функции, а функции Vp (х) <р„ (х).
При определении коэффициентов обобщенного ряда Фурье, аппрокси¬
мирующего функцию / (х), следует исходить из формулы, аналогичной (2.9),
но с учетом весовой функции р (х):
ь
Си =  	7Z—7 f f (х) ф„ (х) Р (х) dx,	(14.2)
ЦфпКр II Ja
где
	 ь
II фп Vp II2 = I ф® (х) р (х) dx	(14.3)
а
— квадрат нормы функции cpn (x)Vp (х).
Для представления сигналов наиболее употребительны ортогональные
полиномы и функции Лежандра, Чебышева, Лагерра, Эрмита, а также ку¬
сочно-постоянные функции Хаара, Радемахера и Уолша.
Для представления непрерывных сигналов необходимо использовать
систему непрерывных ортогональных функций, для представления дис¬
кретных (цифровых) сигналов — систему дискретных ортогональных функ¬
ций, которые получаются из непрерывных функций путем дискретизации.
Ортогональные полиномы и функции Лежандра, Чебышева, Лагерра и
Эрмита (им посвящены § 14.2 и 14.3) используются преимущественно для
представления непрерывных сигналов, а функции Уолша чаще используют¬
ся для представления дискретных сигналов. Последние приобрели особо
важное значение в связи с развитием вычислительной техники. Рассмотре¬
нию непрерывных функций Уолша посвящены § 14.4, 14.5, а дискретных —
-§14.6.
423

14.2.	ОРТОГОНАЛЬНЫЕ ПОЛИНОМЫ И ФУНКЦИИ
НЕПРЕРЫВНОГО ТИПА
Перечислим некоторые из наиболее часто применяемых полиномов и
кратко рассмотрим их свойства.
1.	Полиномы Лежандра (первого рода), определяемые фор -
мулой
Рп (*)=*--■ V ^	•	О4-4)
2П «I dxn
ортогональны с весом р (jc) = 1 на интервале — 1 < х <Г 1. При целых
п ^ 0 полиномы Рп (х) содержат конечное число членов.
Полиномы Лежандра низших степеней, графически представленные на
рис. 14.1, определяются выражениями
ро (х) = 1. Pi (х) = х, Р2 (х) = V2 (Злг2 — 1), Р3 (х) = 1/2 (5г* —Зх), Р4 (х) =
= 1/8(35х4—30хг + 3).	(14.5)
Квадрат нормы функции Рп (х) в соответствии с формулой (14.4) [32,33]
1
II Рп (х) |Р = J PI (х) dx = ^.	(14.6)
—	i
Выражение (2.9) для коэффициентов сп принимает при этом форму
1
с" =НГ J f(x)Pn(x)dx,	(14.7)
—	1
а ряд (2.8)
f (х) — с0 Р0 (х) -j-Ci Рх (х)'-+-... -j-cn.Pn (х) + ...	(14.8)
2.-Полиномы Чебышева (первого рода) определяют¬
ся как
Тп (х)
(—2)”п1
(2 л) I
Vl-x2
dn
dxn
(Vl—x2)2'1-1
(14.9)
Рис. 14.1. Графики полиномов Лежаид-
ра
Полиномы Чебышева низших сте¬
пеней
Т0 (х)~ 1, Т1 (х) = х, Та (х) =
— 2х2 — 1, Т3 (х) = 4х3 — Зх, Т4 (х) -
=-- 8xl— 8х2 + 1, Тъ (х) = 16х5 —20Х3 +
-f 5х.
На рис. 14.2 представлены графи¬
ки полиномов Т„ (х) на интервале 0<С
1, а на рис. 14.3—одного из них,
в частности четвертого порядка, при
О < \х\ < 5/4. При |х| > 1 Тп (х) стре¬
мится к бесконечности как 2"-1 хп.
Важной особенностью полиномов
Чебышева является то, что из всех
многочленов степени п со старшим ко¬
эффициентом, равным единице, онина-
424

именее уклоняются от нуля на отрезке — 1 <	1. Благодаря этому свой¬
ству полиномы Чебышева обеспечивают наименьшую максимальную ошиб¬
ку равномерной аппроксимации на интервале— 1 <х<. 1.
Полиномы Чебышева не ортогональны, но после умножения на
1/ У~ х2 они образуют ортогональную в интервале — 1 <Г jc <Г 1 систе¬
му функций (1/У 1 — х2) Тп (х). Иными словами, полиномы Тп (х) орто¬
гональны с весом р (х) = 1/Vl — х2:
j Tn(x)Tm(x)
dx
]Л-хг
О при n Ф m,
я
~2
при n — m.
(14.10)
Кроме того, при m = /г = 0
l	' i
J
i
Тп (x) Tm (x)
dx
Vl-X2
= n.
(14.10')
Таким образом, норма П^УрП = Vrt и ||rnVp|| = Vit/2.
При разложении функции f (х) по полиномам Чебышева (с учетом
Т0 (х) = 1) коэффициенты ряда
f(x)=c0+ 2 сп Тп (х), — К *< 1,
п- 1
должны определяться в соответствии с (14.2) и (14.10), (14.10') следующими
выражениями:
_ 1 г
j
fix)
Vi-
dx,
„ = — f LMJnJ*).. dX'
fj
—I
VT^x
(14.11)
Поведение полиномов Чебышева в ин¬
тервале — 1 < х <. 1 в сочетании с неогра¬
ниченным возрастанием \Тп (д:)| при |х| > 1 рис 14 3, График полинома
делает эти полиномы очень эффективными Чебышева четвертого порядка
*25

для аппроксимации АЧХ различных фильтров. Этот вопрос рассматривает¬
ся в гл. 15.
3.	Полиномы Лагерра определяются формулой
Ln (x)^~-- dn ■■ (х* е-*), х > 0.	(14.12)
п\ dxn
Первые четыре полинома:
L0 (х) = 1, Ьг (х) == —х+ 1, L2 (х) =х2/2—2х -f 1, L3 (х> = —х3/6 +
—1— 3/з ха—Зх+ 1.
Полиномы Лагерра ортогональны на полуоси 0 < х< оо с весом р(х)=
=-. е-*.
Так как полиномы Лагерра образуют систему расходящихся при х -*оо
функций, удобнее пользоваться функциями Лагерра
In = VJW^n (х) =е—/2 Ln (х).	(14.13)
При этом функции Лагерра 1п(х) ортогональны с единичным весом. На
рис. 14.4 приведены функции Лагерра при п = 1,2	 5. Норма функции
In (х)
||/п|1 =	H(x)dx =1,
поэтому при разложении функции / (х) по функциям Лагерра коэффициенты
ряда
/(х)=2 сп1п(х)	(14.14)
ге= 0
должны определяться по формуле
Сп—$ Hx)ln(x)dx-	(14.15)
о
Рис. 14.4. Функции Лагерра

Функции Лагерра получили широкое распространение в измерительной
технике и в многоканальных системах связи, что в значительной степени объ¬
ясняется простотой их генерирования. Дело в том, что функция ln (/) по
форме совпадает с импульсной характеристикой физической цепи, составлен¬
ной из каскадного соединения простых звеньев (рис. 14.5). Для определе¬
ния передаточной функции требуемой цепи применим преобразование Лап¬
ласа к функции Лагерра (14.13), предварительно заменив в (14.12), (14.13)
переменную х новой переменной х = at:
ln (at)
еа('2
п\
JL. цп е-«<).
dtn
Функции времени er~attn соответствует изображение nl/(p + а)п+ \
а л-кратному дифференцированию — умножение изображения на рп. Учи¬
тывая также, что умножение на tai/2 дает сдвиг на /7-плоскости на —а/2,
приходим к следующему изображению для функции Лагерра:
(р—а/2)п	1	/ р—«/2 \п
(р + а/2)п+1	(р+а/2) \ р + а/2 /
Передаточная функция первого звена 1/(р + а/2) реализуется интегри¬
рующей /?С-цепью, отвечающей условию RC = 2/а. Передаточная функция
(р — а/2)/(р 4- а/2) соответствует мостовой схеме при RC = 2/а.
Действительно, непосредственно для мостовой схемы одного звена (см.
рис. 14.5)
,	U2_2/Ui_i = (U« — UC)AJ i_i=(/? — 1 //соС) А/? -Ь 1 /to>C),
откуда
U2_2 (/7)/Ui _i (p)~ (p —\jRC)/(p + 1 /RC).
При возбуждении цепи (см. рис. 14.5) дельта-функцией колебание на вы¬
ходе первого звена будет е~а*/2 = /0 (at), а на выходах последующих звень¬
ев соответственно lx (at), /2 (at) и т. д.
Взвешенное суммирование всех этих колебаний дает на выходе суммато¬
ра колебание
f (at) -*2	1- (“0. 1 > °-
п=0
где коэффициенты сп определяются выражением (14.15).
« 427

(14.16)
4. Полиномы Эрмита определяются формулой
Нп (*) = ( —1)»е** — (е—-»*)-
dxn
Первые пять полиномов Эрмита:
Н0 (лс) = 1, Я4 (х) = 2х, Я2 \х) — 4л:2—2, Н3 (х) = 8г* — 12л:, Я4 (х) =
= 16^—48^+12.
Графики этих полиномов представлены на рис. 14.6.
Полиномы Эрмита ортогональны с весом р (л:)= е~*2 на всей оси—оо<
< л < оо, так что
$ Hm{x)Hn(x)z-x*dx=*
О
2п Yn п\
при тф п,
при т = п.
Таким образом, норма функции Нп (х) YР (х) =Нп (х) е~ *г/2
\\HnYp\\^V2-Y~n\ •
Для перехода к ортонормированной системе полиномов Эрмита вводят
функцию
гх\ _ 11 п (х) YР (X)	_ нп (х) е~~^/2
\\н„ Yp 1( у 2п у~п]
(14.17)
При этом разложение функции / (л:) по нормированным функциям Эрми¬
та записывается в форме
*'оо
/ (х) — 2 Сп фп {x)t
п = О
где
Сп = J / (*) Фп (X) dx.	(14.18)
— оо
Графики нормированных функций <р„ (л:) приведены на рис. 14.7.
Из приведенного перечисления видно, что ортогональные системы функ¬
ций можно разбить на два класса: 1) системы, определенные на конечном ин¬
тервале (полиномы Лежандра и Чебышева); 2) системы, определенные на
бесконечном интервале, представляющем собой
полуось 0 < х <С оо (полиномы Лагерра) или
всю ось — оо ■< х <С оо (полиномы Эрмита). Для
аппроксимации процессов и характеристик, оп¬
ределенных на конечном интервале, естественно
применять ортогональные системы первого клас¬
са. Для функций / (л:), заданных в бесконечном
интервале, целесообразно применять системы
второго класса.
При выборе полиномов важное значение
имеет вид весовой функции р (лг), соответствую¬
щей тому или иному виду полинома. Этот
выбор должен быть тесно увязан с^ харак¬
тером аппроксимируемой функции / (л:): ве-
Рис. 14.6. Графики полино¬
мов Эрмита
428

Рис. 14.7. Графики нормированных функций Эрмита
совая функция р (х) должна достигать максимума на участке, где требуется
наилучшая аппроксимация. При этом появляется возможность уменьшения
числа членов ряда при заданной допустимой ошибке аппроксимации. Выбо¬
ром весовой функции можно также осуществить аппроксимацию процессов
конечной длительности полиномами второго класса (определенными на бес¬
конечном отрезке). Для этого необходимо, чтобы эффективная длительность
весовой функции была близка к длительности аппроксимируемого сигнала.
14.3.	ФУНКЦИИ УОЛША
Функции Уолша и Радемахера, известные с 1922 г., были надолго
преданы забвению. Интерес к этим функциям и широкое их распространение
связаны с развитием вычислительной техники.
Существуют различные способы определения функций Уолша. Рассмот¬
рим способ, основанный на взаимосвязи функций Уолша с функциями Ра¬
демахера. Последние, в свою очередь, получаются из синусоидальных функ¬
ций с помощью соотношения
rh (0) — sign [sin (2* я0)], 0 < 0 < 1,	(14.19)
где аргумент 0 = t/T0 есть безразмерное время, т. е. время, нормирован¬
ное к произвольному интервалу Т0, а целое положительное число k — поря¬
док функции. Символом sign (сигнум-функция) обозначается функция
sign х =
1
— 1
при х > О,
при х<0.
В соответствии с (14.19) и (14.20)
функции Радемахера, принимающие
одно из двух значений ± 1, имеют вид
меандра (рис. 14.8).
Функции Радемахера ортонормиро-
ваны (см. § 2.2) с единичной весовой
функцией на интервале 0 ^ 0 < 1. Дей¬
ствительно, для любых двух функций
rm (0), ’'п (0) имеют место соотношения
J
г» (0) Г, (в) М
1
о
при m — п>
при тфп.
(14.20)
—
		1
—	г
1
“1 1—1
и 1
1 п п п
1_] L.
"1 п п п
U LI U и
т г
UU U L
\5 V
(В)
Рис. 14.8. Первые четыре функции
Радемахера
429

Все функции Радемахера являются нечетными относительно середин ы
интервала определения и, следовательно, немогутбыть использованы для ап¬
проксимации сигналов s (0), четных относительно момента 0 = 1/2. Иными
словами, система функций Радемахера — неполная (см. § 2.2).
Функции Уолша, образующие полную ортонормированную систему,
можно сформировать, образуя произведения степеней соответствующих функ¬
ций Радемахера. Первые восемь функций Уолша представлены на рис. 14.9.
Сопоставление этих функций с функциями Радемахера (рис. 14.8) позволяет
составить очевидные, по крайней мере для первых четырех функций Уолша,
соотношения
wal (0, 0) = П (в) г\ (0) = 1, wal (1, 0) = rt (0) r\ 10) =
— Т\ (0), wal (2, 0) = rx (0) т2 (0), wal (3, 0) = r? (0) r2 (0) = r2 (0).
Нетрудно также проверить правильность соотношений
wal (4, 0) =r°i (0) г2 (0) r3 (0) = г2 (0) r3 (0), wal (5, 0) =rx /0) r2 (0) r3 (0),
wal (6, 0) — rx (0) r% (0) гз (0)== r! (0) гз (0), wal (7, 0) = r? (0) r°(0) r3 (0) =r3 (0).
Итак, каждая функция Уолша wal (до, 0) за номером до, входящая в си¬
стему из N =2п функций, является произведением степеней первых п функ¬
ций Радемахера. Принцип нахождения показателей этих степеней поясняет¬
ся табл. 14.1 на примере N = 23 = 8.
В таблице использованы следующие обозначения: до — номер функции
в системе (в десятичном счислении); дот— т-й разряд представления числа
до в двоичной системе счисления, т. е.
до = (ДОх w2...wm ... до„)2= дох 2П-1 +дог 2п~2 +... + дот 2"-"Ч-
+ ... + до„2°= 2 шт2л'т= S до„_т + ,2m~i.	(14.21)
т— 1	т = 1
cal (0,0)
sal (1,0)
cal (1,0)
sal (2,01.
sal (4,0)_
-=q—

1
—1
1
“I I-
п
1	1
П Г
	1 |_
1— '
_ 1	1
п
_|
П Г"
1—1
	1 1	1
0,5
1,0 0
ш й\.(щ0)
pal Ф,Ф
had(h,6)
W
Р
h
0
0
0
1
1
4
2
3
6
3
2
.
2
4
6
3
5
7
7
6
5
5
7
4
1
Рис. 14.9. Первые восемь функций Уолша и их нумерация при различных способах
упорядочения
430

Таблица 14.1
•Фчге-и-^
10
wo
wt
mz
%
0
(5) x rz(0) x r3(5) - wal(w,0)
0
0
0
0
0
r
?(B) x r{(0) x r$(S) = wal(0,0)
1
0
0
0
1
f(0) x rz(B) x r^JB) = wal(1,0)
2
0
0
1
0
rj(0) X r[(B) x rg(9) - Mial (2,0)
3
0
0
i
1
°(0) x r1z(0) x r$(8) - wal(3,6)
it
0
1
0
0
°(B) x rz(0) x (В) - wal (^,0)
5
0
1
0
1
n
1(0) x f((0) x r£(9) - wal(5,0)
6
0
1
1
0
rj(0) X r£(0) X rgfff) “ wal (0,0)
7
0
1
1
f
°(B)xr£(6)x r£(S) = wal(7,0)
В выражении (14.21) п — log2 N — число разрядов, до (т) может при¬
нимать одно из двух значений — нуль или единица, a до0 равно нулю по оп¬
ределению.
Символ ф обозначает поразрядное суммирование по модулю 2 по пра¬
вилам
10 1 = 000 = 0, 10 0 = 001 = 1.
(14.22)
Показанный в табл. 14.1 способ построения функций Уолша можно вы¬
разить аналитически для любого N = 2п в виде следующего соотношения:
wal (до, 0) = П [rh (0)]®»-*+!®"»-*.	(14,23)
k=i
Поясним применение (14.23) на примере шестой функции Уолша (до =6),
входящей в систему размером N — 23 =8. Произведение в (14.23) состоит
из трех множителей вида
при k = l [гг (0)]“-.®*^ при k-2 [г2 (б)]090®w‘, при k=3 [rs (б)]».®»..
Подстановкой в левую часть (14.21) до = 6 и п — 3 получаем
6 = дох 22 + до2 21 + до3 2°,
откуда следуют равенства дох = 1, до2 = 1, до3 = 0.
Таким образом,
до3 ф до2 = 0 ф 1 =1, доа ф дох= 1 ф 1=0, ®! ф до0= 1 ф 0 = 1
и по формуле (14.23)
wal (6, 0)	(0) г» (0) г3 (0) = п (0) г3 (в).
Из рис. 14.9 видно,что четным относительно середины интервала опре¬
деления (0 = 0,5) функциям wal (до, 0) соответствуют четные номера до,а
нечетным функциям — нечетные номера. Такое взаимно-однозначное соот¬
ветствие между четностью функций wal (до, 0) и четностью их номеров до
431

/ 2л \	/ 2я \
аналогично свойствам тригонометрических функции cos I k — tj и sin I k — tj
(рис. 14.10).
Поэтому иногда применяются обозначения cal (/, 0) для четных и
sal (г, 0) для нечетных функций Уолша. Легко проверить, что функции
cal (/, 0) и sal (J, 0) связаны с функциями wal (w, 0) следующими соотноше¬
ниями:
cal (/, 0) = wal (2/, 0), sal (/, 0) = wal (2/ —1,0).
Зти обозначения указаны в таблице на рис. 14.9.
Функции Уолша ортонормированы на интервале 0 < 0 < 1:
1
I
wal (/г, 0) wal (г, 0) d0 ■■
1 при k — г,
0 при k Ф i.
(14.24)
Функции Уолша обладают свойством мультипликативности, т. е. пере¬
множение двух функций Уолша дает другую функцию Уолша, причем
wal (k, 0) wal (i, 0) = wal {k ф i, 0).	(14.25)
Функции Уолша wal#fy', 0) обладают свойством симметрии, проявляю¬
щимся в том, что все выводы относительно i справедливы также и относитель¬
но 0.	V
Например, свойство мультипликативности (14.25) с учетом свойства си№
метрии запишется в виде
wal (i, 0i) wal (i, 02 = wal (i, 0lt ф 02).	(14.26)
Умножение любой функции Уолша самой на себя дает функцию нулево¬
го порядка wal (0, 0), так как в результате получаются только произведения
вида (+1)(+1) и (—1) (—1). Таким образом,
wal (г, 0) wal (г, 0) = wal (0, 0).
Очевидно также, что умножение wal (г, 0) на wal (0, 0) не изменяет функ¬
цию wal (i, 0).
Функции Уолша иногда определяют на интервале— 1/2^0 ■< 1/2.
Первые восемь функций на указанном интервале представлены на рис. 14.11.
Функции Уолша могут служить базисом спектрального (негармоничес¬
кого) представления сигналов.
|	I	I
О	0,5	1,0 1/Т
Рис. 14.10. Четность номеров косинусои¬
дальных и нечетность номеров синусоидаль¬
ных функций
Рис. I4.ll. Первые восемь функций Уолша
на интервале —О,5^0<О,5
- ша1 (09 8)
-1DQI
I—
—i
+/
I
—1
1
и
-1
1
“I
—I г-
- inn! (Ur8)
1.
1—1
| 1
“I Г"
.J и
1—1 1—
1	1
—1
\Ktf\\i(6yQ)
J LIT
=hRd
и
=bFb
icq \(7,9)
_ -0,5	0
—>■! I	1
432

Любую интегрируемую на интервале 0 < 0 < 1 функцию / (0) можно
представить рядом Фурье по системе функций Уолша
/ (0) = А (0) + А (1) wal (1, 0) 4- А (2) wal (2, 0) + ...
-Ь ... Аг А (г) wal (i, 0)
с коэффициентами
1
А (г) = j1 / (0) wal (г, 0) dB, 0 = t/T.
о
Вне полуоткрытого интервала [0,1) ряд (14.27) описывает периодичес¬
кую функцию / (0 + /г), где k — любое целое число.
Некоторые особенности разложения непрерывных функций по системе
Уолша иллюстрируются в § 14.5 на примерах.
Как уже ранее отмечалось, функции Уолша, широко используемые в за¬
дачах вычислительной техники, могут быть легко реализованы с помощью
ключевых схем. Один из возможных вариантов схемы генератора первых во¬
сьми функций представлен на рис. 14.12.
Алгоритм формирования функций Уолша в этом генераторе основан на
выражении (14.22), т. е. на перемножении степеней трех функций Радемахе-
ра: гг (0), г2, (0) и г3 (0). Функция г3 (0) получается непосредственно от гене¬
ратора меандрового колебания. Вторая функция г2 (9) получается из г3 (0)
удлинением периода этого колебания в 2 раза. Это достигается с помощью
триггера со счетным входом (на рис. 14.12 изображен D-триггер Тх в счет¬
ном режиме х), запускаемого фронтом каждого периода меандра. Аналогич¬
ным способом из г2 (0) получается функция гх (0). Таким образом, на выхо¬
дах триггеров ТгнТ2 получаются функции Радемахера, смещенные по уров¬
ню на положительную величину и/2, т. е.
гх (0) + и/2, г2 (0) + и/2 и г3 (0) + «/2.
1 См. Алексенко А. Г. Основы мнкросхемогехнйки. —М.: Сов. радио, 1977.
(14.27)
(14.28)
433

Указанные смещенные функции соответствуют функциям Уолша
wal (1, 0), wal (3, 0) и wal (7, 0) (также смещенным). Для получения осталь¬
ных функций Уолша используются сумматоры по модулю 2 (на рис. 14.12
обозначены М2) с инверсными выходами. Подобные сумматоры представ¬
ляют собой устройство совпадения, которому соответствует следующая таб¬
лица истинности:
Вход х
Вход у
Выход с
инверсией
Вход х
Вход у
Выход с
инверсией
0
0
1
1
0
0
0
1
0
1
1
1
Легко убедиться, что при подаче на сумматор функций гх (0) + и!2 и
г2 (0) + и/2 на выходе получается функция Уолша wal & 0)+и/2, т. е. эф¬
фект, эквивалентный перемножению соответствующих функций г, (0) хи
г2 (0) (см. табл. 14.1).
Аналогично при объединении в сумматоре функций г2 (0) + «/2 и
г3 (в) + и/2 имеем wal (4, 0) + и/2 и т. д.
Для получения несмещенных функций Уолша, которые могут прини¬
мать значения + 1, —1, используются коммутаторы на операционных уси¬
лителях ОУх — ОУ7 (с большим коэффициентом усиления для сокращения
длительности фронтов). На инвертирующие входы усилителей задается сме¬
щающее напряжение + £см, выбираемое из интервала 0 <; £ см < «. Если
поступающее с сумматора напряжение и > £см, то на выходе коммутатора
возникает напряжение + £, при и < £см — напряжение — £, что соответ¬
ствует + 1 и —1.
функции wal (1, 9), wal (3, 0) и wal (7, 0) получаются без обращения к
сумматорам. -
14.4.	РАЗЛИЧНЫЕ СПОСОБЫ НУМЕРАЦИИ
ФУНКЦИЙ УОЛША
Способ нумерации функций в системе называется упорядочен и-
е м. Функции Уолша, сформированные в соответствии с выражением (14.22),
упорядочены по Уолшу.
В ряде практических задач целесообразно пользоваться иными способа¬
ми упорядочения. Часто применяются функции Уолша, упорядоченные по
Адамару [had (h, 0)] и по Пэли [pal (р, 0)]1.
Независимо от упорядочения функции Уолша, составляющие систему
из N = 2" функций, всегда можно представить в виде произведения степеней
первых п функций Радемахера. Принцип же нахождения показателей этих
степеней индивидуален для каждого упорядочения.
Остановимся более подробно на упорядочении по Адамару, получив¬
шем широкое распространение.
Функции had (h, 0) можно сформировать с помощью матриц Адамара.
Матрицей Адамара HN порядка N = 2п называется квадратная матрица раз¬
мера N х А с элементами ± 1, такая, что
Hn X Hn = N1,
где I — единичная матрица; т — знак транспонирования.
1 Обозначения had (Л, 0) и pal (р, 0) образованы от начальных букв фамилий
Hadamard и Peley соответственно.
434

Нормированную матрицу Ада-
мйра порядка N можно построить
рекурсивно, т. е.
Ны =
Ны/2
_Hn/2
Ны/2
-Ны/2
при Н1=\.
Например,
Я2
(14.29)
Я4
Hi
Hi
Hi
-Hi
■Нг
Нг
н2
-Но
«к • :]■
-11
1
-1
11
•1'
—1
1
И т. д.
Функция Уолша, упорядочен¬
ная но Адамару, т. е. had (h, 0) с
номером h, является последова¬
тельностью прямоугольных им¬
пульсов с единичными амплиту¬
дами и полярностями, соответ¬
ствующими знакам элементов h-й
строки матрицы Адамара. Под
длительностью импульсов подра¬
зумевается (1/Я)-я доля интервала
[0,1].
Для иллюстрации связи между -
функцией had (h, 0) и матрицей
Адамара, а также для определения
места этих функций в системе при¬
ведем матрицу Адамара для N —
— 8 = 23, заменяя 1 и — 1 знаками
у - —"
и
	н
	I ~ ~
"1
		 I
Г-
—1 ■*”
, 1
Г~~
—1
	1
1	1
. 1
1 1 1
	1 1—
П 1—
1	1 1
п п
~1 п '
_ 1	1 1
1 П Г
1	1 1
1 п Г
1	1 1	1
1 п Г
1	1 1	1
П П '
_ 1	1 1	1
"1 пп
J 1	1 L
П П Г'
1—1 U L
1 п п
□ U Lit
1 П П '
"1 п п г
1	1 LI L
1 п п Г-
1 п п г
п п П "
. U LJ Lr
нппп
.J LJ U L
П П П Г'
U LI U L
JULIU
WtFb-
JL
1 в
j
«5
'd
3
d
Q.
T5
d
f
J w
P
h
6
0
b
1
1
8
1
3
12
3
2
4
и
6
5
5
7
14
6
5
10
7
4
2
8
1Z
3
9
13
11
10
15
15
11
14
7
12.
10
5
13
11
13
14
9
9
15
8
1
Рнс. I4.13. Нумерация функций Уолша при
различных способах упорядочения. Размер
базиса N =16
соответственно плюс и минус:
Нв =
Н*
Hi
Н4
-Hi
+
+
+ !
+
+
+
+
h0
+
—
+
i
—i
+
—
+
—
hi
+
+
—
i
—i
+
+
—
—
К
+
—
—
+i
•+
—
—
+
Нз
+
+
+
+!
—
—
—
—
+
—
+
_i
i
—
+
—
+
hb
+
+
—
-J
—
—
4-
+
К
+
—
—
+ 1
—
+
+
— _
h7
Нумерация первых восьми функций Уолша при различных способах
упорядочения дана в таблице на рис. 14.9, а для 16 функций—в таблице на
рис. 14.13. В этих таблицах указана также нумерация функций Уолша при
упорядочении по Пэли.
435

Следует указать, что введенные выше упорядочения вытекают из свой¬
ства симметричности матрицы Адамара, заключающегося в том, что транс¬
понированная матрица совпадает с исходной: Hn = Hn- Как видно из
предыдущего, введенные упорядочения отвечают симметричности соответст¬
вующих им матриц.
Не следует полагать, что упорядочениями Уолша, Пэли в Адамара ис¬
черпываются все возможные упорядочения. Отмеченная в предыдущем па¬
раграфе ортонормированность функций Уолша сохраняется при любом спо¬
собе их упорядочения.
14.5.	ПРИМЕРЫ ПРИМЕНЕНИЯ ФУНКЦИЙ УОЛША
1.	Спектр синусоиды s(0=sin —■ t (рис. 14.14, а) в базисе функций Уолша.
Интервал разложения Т0 в данном случае целесообразно приравнять вели¬
чине Т.
Переходя к безразмерному времени 0 = ИТ, записываем колебание
s (t) в форме Sj (0)=sin 2я0. Ограничимся 16-ю функциями, причем сначала
выберем упорядочение по Уолшу. Поскольку заданная функция sx (0) не¬
четна относительно точки 0 = У2, все коэффициенты А (г) при четных
функциях Уолша в ряде (14.27), т. е. при cal (/, 0), равны нулю.
Те из оставшихся восьми функций wal (г, 0), которые совпадают с функ¬
циями Радемахера и имеют периодичность внутри интервала 10,1), кратную
периоду функции sx (0), также приводят к нулевым коэффициентам А (г).
К таким функциям относятся wal(3, 0), wal (7, 0) и wal (15, 0). Наконец,
функция wal (11, 0), нечетная не только относительно точки 0 — У2, но так¬
же относительно точек 0 = V4 и 0 = % [внутри интервалов [0,У2)-и (V2, 1)],
приводит к нулевому коэффициенту А (11) из-за четности sx (0) в указанных
интервалах.
Итак, лишь четыре коэффициента из 16 не равны нулю: А (1), А (5),
А (9) и А (13). Определим эти коэффициенты по формуле (14.28).
Подынтегральные функции, являющиеся произведениями сигнала sx (0)
(см. рис. 14.14, а) и соответствующей функции wal (г, 0), представлены на
рис. 14.14, б — д. Кусочное интегрирование этих произведений дает
1/2
А(1) = 2 | sin 2nQdQ — 2/я	0,636,
о
2/16
6/16
А
(5) —4 sin2n0d0—2 J sin2ft0d0 — — (l—2*cos я
о
i/i6
2/16
3/16
= —0,265,
A(9)=s4 | зт2я0й0—4 J 8т2я0/$ + 2 J <чп2я0/Й=—0,052,
5/16
0
1/16
1/16
2/16
3/16
3/16
A (13) = 4 Г зт2я0^0—4 Г 8т2я0й0-)-4 Г 8ш2я0^0-
0 1/16 2/16
5/16
—2 j sin 2nQdQ — —0,128.
3/16
Спектр рассматриваемого сигнала sx (0) в базисе функций Уолша (упо¬
рядоченных по Уолшу) представлен на рис. 14.15, а. При упорядочении
436

/|
в,
м
'5,в)
е
Рис. 14.14. Стробирование отрезка сину- Рис. 14.15. Спектры синусоиды в базисе
соиды функциями Уолша	функций Уолша, упорядоченных по
Уолшу (а), Пэлн (б) и Адамару (в).
Размер базиса N=16
по Пэли и Адамару спектр того же сигнала принимает вид, показанный на
рис. 14.15, бив. Эти спектры получены из спектра на рис. 14.15, а перестанов¬
кой коэффициентов в соответствии с таблицей (см. рис. 14.13), показывающей
взаимосвязь между способами упорядочения функций Уолша (для N — 16).
Для уменьшения искажений при восстановлении колебания ограничен¬
ным числом функций Уолша предпочтение следует отдавать упорядочению,
которое обеспечивает монотонное убывание спектра. Иными словами, наилуч¬
шим является упорядочение, при котором каждый следующий спектральный
компонент не больше (по модулю) предыдущего, т. е. | А (i+ 1)| < \А (t)|.
В этом смысле наилучшим упорядочением при представлении отрезка сину¬
соиды, как это следует из рис. 14.15, является упорядочение Пэли, а наихуд¬
шим — Адамара.
Восстановление исходного сигнала (см. рис. 14.14, а) шестнадцатью
функциями Уолша представлено на рис. 14.16 (двенадцать спектральных
коэффициентов обращаются в нуль), От способа упорядочения функций это
построение, разумеется, не зависит. Очевидно, что для более удовлетвори¬
тельной аппроксимации синусоидального колебания в базисе Уолша требу¬
ется существенное увеличение числа спектральных компонентов.
Вне интервала [0,1) ряд (14.27), как отмечалось в § 14. 4, описывает
периодическое продолжение Sj (9), в данном примере гармоническую функ¬
цию.
437

2.	Спектр гармонического колебания s (t) = cos (сat + 0О) (рис. 14.17)
в базисе функций Уолша. Как и в предыдущем примере, рассматривается
один цикл гармонического колебания с периодом Т = 2л/со. Переходя к
безразмерному времени 0 = ИТ, записываем колебание s (t) в форме
sx (0) = cos (2л0 + 0о) — cos60cos 2л0 sin 0О sin 2я0 =
= Л cos 2л0 — В —sin 2л0.
Спектр Уолша функции sin 2я0 определен в примере 1. Совершенно ана¬
логично определение спектра функции cos 2л0 на интервале [0,1). Необходи¬
мо лишь функции sal (/, 0) заменить функциями cal (/, 0). Легко проверить,
что при упорядочении по Уолшу новые коэффициенты Аг в ряде (14.27) будут
А(2), А (6), А (10) и А (14) вместо А (1), А (5), Л (9) и Л (13). При этом зна¬
чения коэффициентов остаются прежними.
Таким образом, ряд (14.27) для рассматриваемого колебания можно за¬
писать в форме
sx (0) = cos 0о cos 2я0 — sin 0О sin 2я0 = cos 0О [Л (2) wal (2Ч 0) -f
+Л (6)wal (6, 0)+Л(1О) wal (10, 0)+^(14)wal (14, 0)1 — sin 0О [Л (1)х
X wal (1,0) -f Л (5) wal (5, 0) +Л (9) wal (9, 0) + Л (13) wal (13, 0)].
Итак, при сдвиге гармонического колебания по фазе спектр Уолша
содержит четные и нечетные функции cal (/, 0) и sal (/, 0).
3.	Спектр периодической последовательности прямоугольных импульсов
(рис. 14.18) в базисе функций Уолша. Определим колебание s (t) на интерва¬
ле [0, Т0) выражением s (t) — 1, 0 < t<i ти, и соответственно
1 при О<0<ти/7’о,
0 при Q^xjT0.
(14.30)
Структура спектра Уолша заданного колебания сильно зависит от со¬
отношения между ти и Т0. Временная база Т0 является дополнительным и
произвольно выбираемым параметром функций Уолша. Действительно, при
Рис. 14.16. Аппроксимация синусоиды функ¬
циями Уолша
Рис. 14.17. Одни период гармонического
колебания ца интервале О^0<1
S
1,0
О ' ги	То	t
n/To	to	7
Рис. 14.18. Одни цикл периодической им¬
пульсной последовательности при
ти/Г0=1/2
438

А
А
А
'
1/2.
	1	1. 1
1,, 'А
1 I 1 i
1
/ 2 w £
1 2 ш
1 Z Ъ 4 w
В)
Р)
Рис. 14.19. Спектры последовательное^ прямоугольных импульсов в базисе функций
Уолша:
а) при ти/Го-1; б) при ти/Го=1/2; в) при Ти/7\>=1/4; JV—16
xJT0 — 1 спектр содержит лишь одну функцию wal (0, 0) с коэффициентом
А (0) = 1. При ти/Г0 = V2 колебание (14.30) полностью определяется дву¬
мя функциями wal (0, 0) и wal (1, 0) с коэффициентами А (0) = А (1) =V2.
Далее, при тИ/Т0 = 1/4 использование формулы (14.28)
1/4
A(w) — j s (0) wal (w, 0) dQ = j wal (w, 0) dQ
о
о
дает следующие коэффициенты: A (0) = A (1) = A (2) = A (3) = 1/4.
Найденные спектры представлены на рис. 14.19. Этот результат легко
обобщается для последовательности прямоугольных импульсов с отноше¬
нием тИ/Т0 — 1/2*, где k — целое положительное число. Очевидно, что
спектр Уолша такого колебания состоит из 2* компонентов с одинаковыми
амплитудами, равными 1/2*( Очень важно, что этот спектр содержит конеч¬
ное число составляющих; разложение того же колебания (14.30) по гармони¬
ческим функциям является бесконечным.
Рассмотрим теперь случай, когда т„/Т0 ф 72*, например, ти/Т0 = 73.
Ограничиваясь первыми 16-ю функциями Уолша (в упорядочении Уол¬
ша) и опуская промежуточные выкладки, получаем А (0) = А (1) =
= 1/3,— А (4) =— А (5) =Л (6) =Л (7) = V12, А (8) = А (9) = — А (10) =
= — Л (11) = — А (13) = А (14) = А (15) = 1/24.
Найденный спектр представлен на рис. 14.20. При переходе к упорядо¬
чению по Пэли структура спектра сохраняется (по модулям).
Итак, при ти/Т0Ф 1/2* спектр Уолша периодической последовательно¬
сти прямоугольных импульсов содержит бесконечно большое число состав¬
ляющих. Суммирование первых 16 функций дает импульс, показанный на
рис. 14.21.
4. Влияние сдвига импульсной периодической последовательности
на спектр Уолша. Рассмотрим этот вопрос на примере импульсной последо-
s
Рис. 14.20. Спектр последовательности
прямоугольных импульсов в базисе
функций Уолша при ти/Г0=1/3; N=16
Рис. 14.21. Аппроксимация прямоуголь¬
ного импульса 16 функциями Уолша
при Ти/Го=1/3, N=16
439

Si
VJ-
Ss 01и i
2	2	l
11 ' 1 1 ' '' '
1	0	± в
2	2
l„
T0 t
ТПТТПТТТТТТПТ
0 2 4 6 8
12 14-
ТТТТТТП]
ШШГГ
X
X
Phc. 14.22. Одни цикл периодической последо¬
вательности импульсов на интервале О,5^0<1
Щ А
- ' \ ■ » ' I ■
О 2	4	w
Рис. 14.23. Влияние сдвига импульсной харак- Рис. 14.24. Пример дискретных функ-
тернстики на спекур Уолша (ср. с рнс. 14.19, в) ций Уолша при N—8
вательности при тJT0 — V4 (рис 14.22), смещенной на ти/2 относительно
аналогичной последовательности (см. пример 3).
Используя функции Уолша (в упорядочении Уолша), определенные на
интервале — V2 ^ 0 < V2 (см. рис. 14.11), запишем выражение для коэф¬
фициентов Уолша
Ч8
А (ш) = Г wal (w, в) d6,
-1/8
откуда получаются следующие ненулевые коэффициенты:
А (0) = А (2) — А (4) = А (6) = V4.
Полученный спектр (рис. 14.23) вдвое шире спектра, представленного на
рЦс. 14.19, в. Таким образом, сдвиг импульсной последовательности на вре-
мя[ти/2 привел к изменению спектра. Зависимость структуры спектра от сдви-
га'колебания s (t) на оси времени является особенностью анализа в базисе
функций Уолша. Эта особенность связана с непериодичностью функций
Уолша на единичном интервале их определения. Напомним, что при разло¬
жении по гармоническим функциям сдвиг сигнала во времени влияет лишь на
ФЧХ спектра (см. § 2.7, п.1).
“Ш
0,5
1,0 е
14.6.	ДИСКРЕТНЫЕ ФУНКЦИИ УОЛША
Для цифровых методов спектрального анализа и обработки сигналов на¬
ибольший интерес представляют дискретные функции Уолша. Эти функции
являются отсчетами непрерывных функций Уолша. Каждый отсчет располо¬
жен в середине связанного с ним элемента непрерывной функции. Длитель¬
ность элемента равна IШ от интервала [0,1).
В качестве примера на рис. 14.24 показаны первые две и последняя
(N— 1)-я дискретные функции Уолша при N — 8. В качестве аргумента
дискретной функции Уолша принят номер отсчета х = 0,1..., N— 1 (см.
ось абсцисс на верхней части рис. 14.24). Основываясь на (14.21) и (14.22),
можно получить общее выражение для дискретной функции Уолша
П
S (Wn-h + l®Wn-k)Xk
wal (w,x) = ( — 1)к 1
440
(14.31)

где xh—G или 1 есть/г-й разряд в представлении номера отсчета х в двоичной
системе счисления:
х= % xh2n-k^(xt, х... хп)2.	(14.32)
k±= 1
Пусть, например, рассматривается система функций Уолша размером
N — 16, п — log2 N = 4. Тогда
х = 2 xh2*-k~xv23 + x2-2* + x3-21 + xi-2°. *	(14.33)
k= i
Определим одну из функций системы, например шестую (ш = 6). По мо¬
дулю все отсчеты функции Уолша равны единице и требуется определить
лишь знак. Обратимся для этого к формуле (14.31), в которую подставим
w = 6 и п — 4:
2	(wt-h+,®wi-h)xk
wal(6, х) — ( —1)&=1
Напомним, что в соответствии с (14.21) при п = 4
ш — 6 =ay1-23-fay2-2a-f ау3 ■ 21-f ш4 • 2°,
откуда следуют равенства до4 = 0, w2 — 1> а>з = 1 и w4 =0.
Далее находим значения m>4_fe+1, oy4_fe и сумму
ш4_к4.10®4-4 при k = l..A:
k = \\	ш4-й+х = ау4 = 0,	= су3 = 1,	ay4_ft+10ay4-ft = O01	= 1;
k = 2:	Wi-h+i = w9=l,	w4-k = w2 = l,	Wi-h+1®w4-k= 101	=0;
k = 3:	Wi-h+1 = w2= 1,	wi-h^w1 = 0,	100 = 1;
k = 4:	w4_fc+i = --0,	w4-k = w0—0,	000 = 0.
Значения xk (нуль или единица) находим из выражения (14.32), прира'к-
нивая номер отсчета х последовательно значениям 0, 1,2, ..., 15.
При х = 0 все разряды хъ х2, х3> х4 равны нулю и, следовательно, по
формуле (14.31) wal (6, 0) — -f 1.
При х = 1 соответственно х4 — 0, х2 = 0, х3 = 0 и х4 — 1; при этом
показатель степени в (14.31) при k = 4 равен 0-х4 = 0 и wal (6, 1) -- -f 1.
При х = 2 хх = 0, х2 = 0, х3 = 1, х4 = 0 показатель степени в
(14.31) при k = 3 равен 1-х3 = 1, откуда получаем wal (6,2) = — 1.
Вычисленные три отсчета в точках х — 0,1 и 2 согласуются с ходом не¬
прерывной функции wal (6,0) на рир. 14.13. Продолжая расчет для х = 3,4,
..., 15, находим все отсчеты функции wal (6, х).
Другой формой представления дискретных функций Уолша являются
матрицы Адамара, приведенные в § 14.4. Номера столбцов матрицы Адамара
соответствуют номерам дискретных значений функций Уолша, а номера
строк — номерам функций Уолша. Строки матрицы Адамара могут быть упо¬
рядочены по Пэли, по Уолшу и собственно по Адамару.
Перечисленные в § 14.3 свойства непрерывных функций Уолша записы¬
ваются для дискретных функций следующим образом.
Ортогональность
\ wal (i, х) wal (/, х) ~ { N 11рИ	(14.34)
,= 0	1°	при/#/.
441

Дискретные функции Уолша не нормиров аны; норма равна N независи¬
мо от номера функции.
М улътиплиттивность
wal (г, х) wal (/, х) = wal (г 0 I, х).	(14.35)
Пусть сигнал s (t) (вещественная функция) представлен совокупностью
своих эквидистантных отсчетов s (k), k = 0,1, 2, ..., N — 1.
Тогда преобразования
N- 1
( S (л) = ^ s (k) wal (л, k),	(14.36)
fe=0
. N- 1
s (k) = — У S (л) wal (n, k)	(14,37)
N n—a
образуют пару дискретных преобразований Уолша (ДПУ). Выражения
(14.36)	, (14.37) аналогичны паре ДПФ в базисе гармонических функций [см.
(12.14), (12.15)1.
Как и ДПФ (см. § 2.17), ДПУ обладают свойством периодичности
S (п) == S (n -f mN), s (k) = s (k -f mN),	(14.38).
где m — целое число.
.Имеются, однако, и существенные особенности ДПУ. Это относится к
теореме запаздывания. Напомним, что в случае спектрального анализа в ба¬
зисе гармонических функций умножение ДПФ S (л) на базисную функцию
. 2л
I _ П1Р.
е w эквивалентно сдвигу во времени последовательности s (k)t k = 0,1, 2,
..., N — 1, на т интервалов.
Действительно, вводя под знак суммы в правой части (2.127) множитель
. 2Л
i гг пт
е N , получаем
. 2я	,2л.	, 2я .. ,
1 "-1 * * ТПт 'ПТ"4	1 V *—(* + »)
—	2S^)e	е	=s(k + m),
0	« = 0
что эквивалентно сдвигу каждого из отсчетов s (k) на (k + т) — k = т ин¬
тервалов.
Проведем аналогичное рассуждение для ДПУ. Обращаясь к выражению
(14.37)	для s (k), вводим под знак суммы множитель wal (л, т), т. е. базисную
. 2Я пт
функцию, имеющую тот же смысл, что и е N для анализа в базисе гар¬
монических функций; тогда получим
1 N~1
—	^ 5 (л) wal (п, k)- wal (л, т) —
п— 0
1
= — 'S' S(n)wal(n, fe®m) =s(fe®m).	(14.39)
N
n=0
Здесь использовано свойство мультипликативности функций Уолша.
Как видим, при заданном значении т сдвиг k-то отсчета s (я) будет ра¬
вен (k ф т) — k интервалов (а не просто т интервалов).
Переход от s (k) и s (k 0 m) означает диадный сдвиг на т интервалов
последовательности отсчетов s (k), k = 0, 1,2, ..., N — 1.
442

Поясним смысл термина «диадный сдвиг». С понятием «сдвиг функции»
приходится иметь дело, например, при определении корреляционной функ¬
ции, при рассмотрении теоремы запаздывания, при определении свертки
двух функций. В обычном смысле сдвиг рассматривается как параллельный
перенос сдвигаемых значений колебания вдоль оси времени. Такой сдвиг
можно назвать арифметическим, так как он выражается обычным арифмети¬
ческим сложением или вычитанием. При арифметическом сдвиге, например,
на т — 3 интервала k-й отсчет х (5) переместится ц станет х (5+3) =
= х (8). При достаточно большом т отсчет х (k) выйде+ за пределы исходной
совокупности отсчетов. При диадном сдвиге тот же отсчет х (5), сдвинутый
на т — 3, займет положение х (5фЗ) = х (6), так как
5 = (101)2
®3 = (011)2
(110)2 = 6.
Диадный сдвиг обладает так называемым групповым свойст¬
вом: сдвиг отсчетов х (k) (где k — 0,1,2, ..., N — 1) на т ^ N — 1 соот¬
ветствует лишь перестановке этих отсчетов внутри их исходной совокупно¬
сти. Эта перестановка определяется операцией сложения по модулю 2, т. е.
k @ т, для которой результат сложения всегда не превышает число
N— 1 при любом т —0,1, 2	N — 1. При этом имеется в виду, что N — 2п,
где п — целое положительное число.
Сделанное утверждение легко проверить перебором всевозможных диад-
ных сдвигов всех отсчетов х (k) при заданном N. Например, при У = 8 по¬
лучается следующая квадратная матрица значений q = k@m
0
1
2
3
4
5
6
7
0
~ 0
1
2
3
4
5
6
7
1
1
0
3
2
5
4
7
6
2
2
3
0
1
6
7
4
5
3
3
2
1
0
7
6
5
4
4
4
5
6
7
0
1
2
3
5
5
4
7
6
1
0
3
2
6
6
7
4
5
2
3
0
1
7
_ 7
6
5
4
3
2
1
0
т
Из этой матрицы видно, что диадный сдвиг не выводит сдвинутые отсче¬
ты за пределы исходной совокупности N отсчетов, а лишь производит их пе¬
рестановку внутри этой совокупности.
Например, при исходной последовательности s (0) s (1)... s (7) получим
следующие последовательности:
при т — 1
s (l) s (0) s (3) s (2) s (5) s (4) s (7) s (6);
при т = 2
s (2) s (3) s (0) s (1) s (6) s (7) s (4) s (5);
при т — 3
s (3) s (2) s (1) s (0) s (7) s (6) s (5) s (4) и т. д.
Диадный сдвиг придает существенное своеобразие как спектральному
анализу в базе функций Уолша,таки представлению сигналов во временной'
443

области. В частности, диадная свертка двух временных последовательностей
х (к) иг/ (k) записывается в форме
N= 1
h (k) =-^ ^ х (т) у (k ®/п) — x(k)®y (k).
т=0
Основное преимущество ДПУ перед ДПФ заключается в том, что отсче¬
ты сигнала умножаются на функции Уолша, которые принимают значения
±1 [см. (14.36), (14.37)1. По существу, операция умножения исключается и
выражения (14.36), (14.37) сводятся к суммированию отсчетов с соответствую¬
щими знаками. В случае же ДПФ требуется умножение на комплексные чис-
, . 2 п
±» — nk
ла вида е n , причем действительная и мнимая части этих чисел требуют
представления достаточно большим числом разрядов (для снижения уровня
шума округления).
По аналогии с БПФ и ОБПФ можно построить алгоритмы быстрых пре¬
образований — прямого и обратного — по Уолшу.
Для вычисления N = 2Г спектральных коэффициентов при использова¬
нии БПУ требуется всего Nr операций сложения и вычитания.
Возведение спектральных коэффициентов Уолша S (л) в квадрат и об¬
ратное преобразование Уолша дает диадную корреляционную функцию ис¬
ходного сигнала. По своей форме эта функция сильно отличается от арифме¬
тической корреляционной функции. Кроме того, диадная корреляционная
функция не инвариантна относительно положения обрабатываемого сигнала
во времени. Эти обстоятельства препятствуют применению функций Уолша
к такой, например, обработке сигналов, как согласованная фильтрация.
Тем не менее большое преимущество функций Уолша, не требующих ис¬
пользования операций умножения при обработке сигналов, способствует все
большему их распространению в различных областях (передача изображений,
распознавание образов, сжатие данных и др.)
Глава 15. ЭЛЕМЕНТЫ СИНТЕЗА ЛИНЕЙНЫХ
РАДИОЦЕПЕЙ
15.1.	ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
Общая теория синтеза линейных электрических цепей не входит в задачу
курса «Радиотехнические цепи и сигналы».
В данной главе рассматриваются лишь некоторые частные, специфичес¬
кие для синтеза радиоцепей вопросы:
синтез активных четырехполюсников в виде каскадного соединения
элементарных невзаимодействующих (развязанных) звеньев первого или вто-
рого\порядка;
построение избирательных цепей, не содержащих катушек индуктив¬
ности (интегральные микросхемы);
элементы синтеза дискретных (цифровых) цепей и соотношение между
АЧХ и ФЧХ цифровых фильтров.
Синтез аналоговых цепей в данной главе проводится лишь в частотной
области, т. е. по заданной передаточной функции; для цифровых цепей рас¬
смотрен синтез и по заданной импульсной характеристике (кратко).
444

Известно, что передаточная функция линейного четырехполюсника од¬
нозначно определяется своими нулями и полюсами на /7-плоскости (аналого¬
вые цепи) или на z -плоскости (цифровые цепи). Поэтому выражение «синтез
по заданной передаточной функции» эквивалентно выражению «синтез по за¬
данным нулям и полюсам передаточной функции». Существующая теория син¬
теза четырехполюсников рассматривает цепи, передаточная функция кото¬
рых имеет конечное число нулей и полюсов, иными словами, цепи, состоящие
из конечного числа звеньев с сосредоточенными параметрами. Излагаемый
ниже материал ориентирован на четырехполюсники с небольшим числом
звеньев, которые характерны для фильтров нижних частот, верхних частот,
заградительных фильтров и т. д., широко применяемых в радиоэлектронных
устройствах.
15.2.	ПРЕДСТАВЛЕНИЕ АНАЛОГОВОГО
ЧЕТЫРЕХПОЛЮСНИКА КАСКАДНЫМ
СОЕДИНЕНИЕМ ЭЛЕМЕНТАРНЫХ
ЧЕТЫРЕХПОЛЮСНИКОВ
При заданных нулях и полюсах передаточную функцию К (р) целесо¬
образно представлять в виде произведения множителей, каждый из которых
может являться передаточной функцией простейшего, элементарного че¬
тырехполюсника. Пусть, например, передаточная функция синтезируемого
четырехполюсника
К(р) =
£о
Ьо
	Р
(Р — Pm) (Р — Рпа) (Р—Рпз)
(15.1)
обладает нулем в точке р — 0 и тремя полюсами, из которых один вещест¬
венный в точке рп1 < 0 и два комплексных: рп2 и рпз = рЛ2-
Учитывая равенство
(Р —PJ (Р — Рпг) = р2 — 2 Re (pn2) p + \pni I2,	(15.2)
записываем (15.1) в форме
К(р) =
«о
&0
1
(Р—Рт) Рг —2 Re (рп2) Р-Н Риз I2
-^-Мр)К2(р).
*0
(15.3)
Передаточная функция Ki (р) реализуется звеном первого порядка (RC-
или RL-цепь). Действительно, для #С-цепи (рис. 15.1, а) при съеме напря¬
жения с резистора передаточная функция
Мр)
R
R+1/Ср
Р
р+MRC ’
(15.4)
откуда следует pnl — — l/RC, RC = 1/рп1.
При использовании RL-цет (рис. 15,1, б)
Ki (р)
Lp
R-\-Lp
откуда рп1 = —R/L.
Р
p-\-R/L
(15.5)
Функция К2 (р) реализуется звеном второго порядка.
Трактовка выражения (15.3) как передаточной функции каскадного сое¬
динения взаимно независимых четырехполюсников Ki (р) и К2 (р) позволяет
задачу синтеза сложного четырехполюсника свести к синтезу простых звень¬
ев. Увеличение числа нулей и полюсов в передаточной функции приводит
445

Рис. 15.1. Примеры четырехполюсника
первого порядка
Z2
Рис. 15.2. Реализация типового звена
второго порядка
лишь к соответствующему увеличению числа звеньев. Естественно, такой
подход имеет смысл и допустим лишь при достаточной развязке элементар¬
ных четырехполюсников. Применение эмиттерных повторителей и некоторых
других устройств современной микроэлектронной техники обеспечивает
выполнение этого требования. В тех случаях, когда нельзя пренебрегать вза¬
имным влиянием элементарных четырехполюсников, приходится прибегать
к более сложным методам синтеза, излагаемым в специальной литературе.
Передаточную функцию элементарного четырехполюсника второго по¬
рядка в соответствии с (15.3) зададим в форме
К(/>)=а0
	1
Р2—2Яе (рп)Р + |Рп12
#о
1
ра-ЬР ьг
(15.6)
где постоянные коэффициенты Ьг = — 2 Re (/?п), 62 = |рп|2, b0 — 1.
Рассмотрим сначала реализацию функции К (р) с помощью цепи, со¬
держащей катушку индуктивности L, конденсатор С и резистор R (рис. 15.2).
Сопротивление резистора, являющегося нагрузкой четырехполюсника, счи¬
таем заданным. Один из элементов цепи Zi2, Z2 должен быть индуктивным, а
другой — емкостным. Под источником тока, возбуждающим цепь, можно
подразумевать, например, коллекторную цепь транзисторного усилителя,
работающего по схеме с ОЭ (см. рис. 5.8, а). Внутренней проводимостью ис¬
точника тока пренебрегаем. Ток 1Х равен SEb где Ei — напряжение база—
эмиттер.
Напряжение на элементе Z12 можно определить выражением
U12 = Z12 (Z2 + R) 5Ej/(Z12 + Z2 + R),
а напряжение на резисторе R — выражением
U2 =	-— u12 = —-	Zn(Zt+R)
R + Z*	(R+Z2)	(Z12+Z2 + R)
i
(15.7)
Следовательно,
Z,*R
К (p) = -^- = S-
E, Z12+Z2+R
Из сопоставления этого выражения с (15.6) очевидно, что для получе¬
ния вещественного числителя следует задать Z12 = 1 /Ср иZ2 = Lp. При
этом
К (р) — SR ——
Ср( —+ LP + R)
SR
LC
1
Р+
LC
(15.8)
Сравнение (15.8) с (15.6) приводит к равенствам RIL = Ьъ 1 НС—
— b2, SR/LC — а0, откуда
L = R/bi, С — 1 !b%L\ а0 — SRb2.
446
(15.9)

Таким образом, схема иско¬
мой цепи принимает вид, пока¬
занный на рис. 15.3, а.
Аналогичным образом нетруд¬
но показать, что передаточной
функции вида
L
о
О)
о
о
С
б)
R
_1
К (р)=а0
р-
Рг + ЬгР + Ь^
(15.10)
Рис. 15.3. Реализация передаточной функ¬
ции:
а) по выражению (15.8); б) по выражению
соответствует схема, представлен- (15.10)
ная на рис. 15.3, б, параметры ко¬
торой L и С выражаются через коэффициенты бх и Ь2 теми же соотно¬
шениями (15.19), что и в схеме на рис. 15.3, а. Различие лишь в постоянном
коэффициенте а0 = SR.
15.3.	РЕАЛИЗАЦИЯ БЕЗЫНДУКТИВНОСТНОЙ
ЦЕПИ ВТОРОГО ПОРЯДКА
В интегральных микросхемах, не допускающих применения катушек ин¬
дуктивности, цепь второго порядка реализуется с помощью активной RC-
цепи. Один из возможных вариантов такой цепи представлен на рис. 15.4, а.
Свойства этой цепи обусловлены применением операционного усилителя
Ко и обратной связи. Усилитель в рассматриваемой схеме должен обеспечить
небольшое усиление (не более нескольких единиц). Основные требования к
усилителю — очень большое входное и близкое к нулю выходное сопротив¬
ления, а также отсутствие обратной реакции. При выполнении этих требова¬
ний усилитель можно рассматривать как идеальный источник напряжения
(управляемый напряжением), что позволяет при определении токов и напря¬
жений в схеме на рис. 15.4, а считать точки а и б разомкнутыми, а напряже¬
ние на выходе приравнивать величине Ко^с2, где UCl — напряжение на
конденсаторе С2. Эти допущения приводят к эквивалентной схеме на
рис. 15.4, б, на которой усилитель Ко опущен, а его влияние учтено тем, что
напряжение на конденсаторе С2 связано с выходным напряжением соотно¬
шением U с, — Е2/К0'
Применяя общие уравнения четырехполюсника (5.4) к схеме, представ¬
ленной на рис. 15.4, б, и учитывая добавочное условие Е2 = Ко (U +
+ 12)/С2р, получаем
Е-l — ZXXIX ZX2I2, Еа = Z2XIX "I” Z22l2 = Ко (К “Н Р- (15.1 1)
Здесь Z\i — Ri +	+ ИС2р\ Z12 = R2 + HC2p\ Z21 = R% -f- 1/C2p
Z22 = R2 + HC\P + uc2p.
Рис. 15.4. Активная 7?С-цепь второго порядка (а) и схема замещения (б)
447

Исключив ток /2 из первого уравнения (15.11),_после несложных преоб¬
разований получим следующее выражение для передаточной функции четы¬
рехполюсника:	_
К(р) =
К,
		R% р2
-Ко
С, К,
Со R->
Ko/Ct Са Rj R2
р2+(1 /сг + i/cx я 2+1/с, я а -л:0/са да) р+ i /сг сг R, яа
(15.12)
Дальнейшая задача синтеза сводится к подбору резисторов, конденсато¬
ров и Ко, обеспечивающих требуемые значения коэффициентов Ьг и Ьг поли¬
нома (15.6):
1
Ri С1
1
R2C
2
JM.	—1—
R% Са J	R^ R% С1 Са
(15.13)
Из первого равенства можно получить следующее выражение для требу¬
емого коэффициента усиления:
Ко = 1 + С2/Сх -f R2C2/R1C1 - 61/?2С2.	(15.14)
Полученные соотношения будут проиллюстрированы в § 15.6.
15.4.	ОСОБЕННОСТИ СИНТЕЗА
ЧЕТЫРЕХПОЛЮСНИКА ПО ЗАДАННОЙ
АМПЛИТУДНО-ЧАСТОТНОЙ ХАРАКТЕРИСТИКЕ
При синтезе фильтров нижних частот (ФНЧ), фильтров верхних частот
(ФВЧ), полосовых фильтров и т. д. к ФЧХ обычно не предъявляется каких-
либо специфических требований. Предполагается, что обеспечение удовлет¬
ворительной равномерности АЧХ минимально-фазового четырехполюсника
в заданной полосе частот одновременно обеспечивает также и линейность
ФЧХ в этой полосе.
Представим комплексную передаточную функцию К (ш) в форме
К (iю) = К (р)р=i<o=~?~г I ,	(15.15)
Q (Р) |р=ш
после чего перейдем к квадрату модуля
к2 (СО) = к (to) К (- гео) =	-gj	,	(15.16)
Q (P) Q ( — p) P=i4>
тем самым исключая из рассмотрения ФЧХ четырехполюсника.
Модуль передаточной функции, четный относительно частоты, можно
рассматривать как функцию со2. То же относится к модулям |Р (/со)| и
|Q (гео)). Поэтому выражение (15.16) можно записать в форме
| К (г'со) (2 = К (р) К (—р) 1р= и,.
А (т*)	А( — рг)
В (соа) ~ В(-р2)
р=1(1)
где А (— р2) = Р{р)Р (—р)\ В (—р2) = Q(p)Q (— р).
(15.17)
448

ш
l
О
г

S	-Из
1
|

1 в
~r/L\ 0
jr/l
1
-шсВ
Р2Х
А»,
Рис. 15.5. Простой четырехполюсник с Рис. 15.6. Квадрантная симметрия полю-
двумя полюсами	сов
Переходя от мнимой оси т к любой точке p-плоскости, получаем сле¬
дующее выражение:
К (р) К (~р) = А (-р*)/В (-р2).	(15.18)
Полюсы и нули функции А (—рг)/В (—р2) расположены в квадрантной
симметрии: каждой комплексно-сопряженной паре в левой ^-полуплоскости
соответствует зеркальная пара в правой полуплоскости.
Поясним это положение на примере простейшего четырехполюсника
(рис. 15.5) с передаточной функцией
К (to) =
1/г'шС
(oL-j-r-ir l/коС '
К (р) =
1ILC
p2 + pr/L-{-l/LC
Комплексно-сопряженной функции К (—iw) соответствуют выражения
1/(—гсоС)	v, „ч__	1/Z.C
К (—г'со):
Следова'
К (ИР
—iaL-J-r-(- 1/( — гсоС)
Следовательно,
(1 /LC?
К (-/>) =
p^—pr/L + 1/LC
(1/Z.C)2
(ша —l/Z.C)a + (r/Z.(o)a
К(р)К(-р)
В(-Р)г
(1ДС)а
р = Ш
_ (1 /LC?
(Р2 + pr/L + 1 /LС) (ра-pr/L +X/LC)	В (—р2)
Полюсы функции (1 ILCfIB (—pf, являющиеся корнями уравнения
В (—р2) = 0, расположены в точках (рис. 15.6)1
Pi,г — — r/2L ± iVVLC—(r/2Lf = —а ± й»св>
Рз,4 = + r/2L ± i |/"1 /LC —{r/2Lf = + а ± Ив-
К передаточной функции К (р) относятся полюсы, расположенные толь¬
ко в левой р-полуплоскости (в данном примере р1 и рг). То же относится к
нулям передаточной функции, т. е. к корням уравнения А (—р2) = 0, если
передаточная функция К (р) соответствует минимально-фазовой цепи. В про¬
тивном случае нули могут быть расположены и в правой /7-полуплоскости
(в данном примере нули отсутствуют).
Следует также указать, что полюсы, расположенные на мнимой оси, мо¬
гут быть только кратными (с кратностью 2). Одна половина из них должна
быть отнесена к К (р), а другая — к К (— р).
Из перечисленных свойств функции Кг (ю) вытекает, что для аппрокси¬
мации заданной АЧХ четырехполюсника можно использовать функции, за¬
висящие от со2, а при переходе к переменному р = a -f /со — функции, соот¬
ветствующие указанному выше расположению полюсов и нулей на /7-плоско¬
сти.
1 Здесь опущен индекс «п» в обозначения полюса рп*.
15 Зак. 1326
449

15.5.	СИНТЕЗ ФИЛЬТРА НИЖНИХ ЧАСТОТ.
ФИЛЬТР БАТТЕРВОРТА
Амплитудно-частотная характеристика идеального ФНЧ представлена
на рис. 15.7. При аппроксимации АЧХ на оси абсцисс обычно откладывает¬
ся безразмерная (нормированная) частота х = ш/шс, где шс — частота сре¬
за, а по оси ординат — нормированное значение К (®/©с) = К (х).
Аппроксимирующую функцию для идеальной АЧХ фильтра, показан¬
ной на рис. 15.7, задают в виде
*(*)«■ 1/Vr+F*(x),	(15.19)
причем накладывают условие, чтобы функция F (х) по модулю была мини¬
мальна в полосе 0 < х < 1 и максимальна при х ;> 1.
Простейшей функцией, отвечающей этому требованию, является функ¬
ция F (х) = хп * (co/coc)fi. При этом
К2 (х) = 1К (ix) |а = 1/[1 + F2 (х)] = 1/(1 + х2").	(15.20)
Графики функции (15.19) при нескольких значениях п показаны на
рис. 15.8. Определяемая выражением (15.20) аппроксимирующая функция
получила название функции Баттерворта, а фильтры, синтези¬
рованные на основе этой функции, называются фильтрами Баттер¬
ворта. При частоте среза х = 1 (со = сос) функции Баттерворта любого
порядка п равны 1/2, что соответствует ослаблению АЧХ 1/1/2 (на 3 дБ).
Аппроксимацию по Баттерворту часто называют максимально плоской.
При исчислении К (х) в децибелах (15.19) приводится к виду
К (х)дБ = 20 lg к (X) - — 10 lg [ 1 + F2 (X)] = — 1 о lg (1 + х2").
Если безразмерную частоту х представить в виде степени числа 2, т. е.
х = 2«, где у — число октав, то
К (х)ДБ = — 10 lg (1 -f х2га) = — 10 lg(1 +22^).	(15.21)
График зависимости К в децибелах от у показан на рис. 15.9. На ча¬
стоте среза (х = 1, у = 0) затухание равно 3 дБ независимо от порядка п.
Вне полосы прозрачности фильтра, при х2" > 1 (у > 1), выражение
(15.21) определяет прямую линию
1/Хдб« 101g22^ = 20nylg2 = 6n«/.	(15.22)
Таким образом, ослабление АЧХ равно 6пдб на одну октаву (т. е. при
изменении частоты х вдвое, а у на одну единицу).
Для удовлетворительной аппроксимации прямоугольной характеристи¬
ки (см. рис. 15.7) с помощью функции Баттерворта требуются относительно
к
1
0
ав ы
	I
О	1,0 х-ы/ыв
Рис. 15.7. Амплитудно-частотная харак- Рис. 15.8. Аппроксимирующие функции
теристика идеального фильтра иижних Баттерворта
частот
450

Рис. 15.9. Затухание в фильтре Баг-
терворта в зависимости от числа ок¬
тав
Рис. 15.10. Расположение полюсов переда¬
точной функции фильтра Баттерворта тре¬
тьего и четвертого порядков
высокие значения п. Так, если необходимо, чтобы при со = 3(ос (х = 3) ос¬
лабление (затухание) АЧХ было не менее 40 дБ, то	40/6у. В данном
случае у = lg2x = lg23 = 1,58 и, следовательно, п ^ 4,25, т. е. требуется
п = 5.
Следующим шагом после определения п является нахождение полюсов
передаточной функции. Для этого выразим (15.20) в форме (15.17), для
чего в (15.20) приравниваем ix — р, х2 — — р2 и х2п — (—1 )пр2п:
| К (ix) |2 = К (р) К (—р) \р=и  	!	-
i + (-i)V"
1
p—tx
В(-Р2)
p=ix
Рассматривая теперь поведение функции МВ (—р2) на р-плоскости,
находим полюсы как корни уравнения
В(—р*)=, 1 + ( — !)»р*» = 0
или
Р2"= —1/( — 1>Л = ( — 1)—(»—»).	(15.23)
С помощью соотношений
(	ij = е-/я, ^	1)п—1 ~е—1п(п—*) Q—akn
где k — любое целое число, получаем для k-то корня уравнения (15.23) сле¬
дующее выражение:
Рк = еЫЦп-1)+2к]/2Пг	(15.24)
причем число корней равно степени уравнения (15.23).
Модули всех полюсов рк равны единице, а аргументы
Фь = л In + (2k — 1)]/2л,	(15.25)
причем разность аргументов любых двух соседних корней равна я In. Следо¬
вательно, все полюсы функции МВ (— р2) лежат на окружности единичного
радиуса и делят эту окружность на равные дуги я/п. Аргумент первого по¬
люса фх = я (п + 1)/2л, а последнего ф2п = я (5 п — 1)/2л.
Расположение полюсов на окружности единичного радиуса для фильтра
Баттерворта третьего и четвертого порядков показано на рис. 15.10.
В соответствии с § 15.4 к передаточной функции синтезируемого фильтра
относятся только полюсы, расположенные в левой полуплоскости.
Эти полюсы
Рь=—sin |	-1- я j + i cos ^ ik~1 J я, k ~ 1, 2,..., n.	(15.26)
15*
451

Следует помнить, что формулы (15.23), (15.24) определяют значения
нормированных переменных р, т. е.
р = (ст + ш)/«с.	(15.27)
Все полюсы образуют комплексно-сопряженные пары, кроме одного по¬
люса на вещественной оси при нечетном п. Этому единственному полюсу со¬
ответствует k = (п -f 1)/2. Подставив ph по формуле (15.24) в общее выра¬
жение для передаточной функции
^ (р) — а° (Р — Pot) (Р—Рог)-., (р—Роп)
fto (Р —Pm) (Р —Рпг)• • • (Р—Рпт)
где р0ь — нули; pDft — полюсы, получим передаточную функцию фильтра
Баттерворта. Приведем эти выражения для п — 2, 3, 4.
При п = 2 полюсы р12 = — 1/У2 ± (/У2 и по формулам (15.2) и
(15.6) находим
К (р) =
(Р—Pi) (Р—Ра)	р2 + У2р+1 Р2 + ЬхР + Ь2
(15.28)
При п= 3 полюсы рг= —0,5 +i VH/2, р2=—1, р3= —0,5—/УЗ/2 =
= Р I-
Передаточная функция
(Р— Рх) (Р— р*) (р— Рз) (Р— р2) (Р—Pi) (р—Рх)
Р	1			1
(P+1) (P2 + P+l)	P3+biP* + btp + b3
(15.29)
При п = 4 передаточная функция приводится к виду
К (/>) =
	I	1
(р*+0,765р+1)	(р»+1,848р+1)
1
Р4 + &х р3 + Ьг р2 + 6, р + Ь4
(15.30)
Коэффициенты полиномов в знаменателе передаточной функции Баттер¬
ворта приводится во многих пособиях по расчету фильтров.
Последним этапом синтеза ФН Ч является подбор элементов для типовых
звеньев второго порядка, а при нечетных п — дополнительно для одного зве¬
на первого порядка.
115.6.	ПРИМЕР СИНТЕЗА ФИЛЬТРА
БАТТЕРВОРТА ВТОРОГО ПОРЯДКА
В основу расчета положим выражение (15.28)
К(р)= 	^	ЬХ = У2, Ъ,= 1.
Р2 + У 2 р -Т1
Переходя в выражении (15.12) к нормированной частотной переменной
р = (о -f ttt)/toc [как и в (15.28)], приводим его к виду
452

К(/7) =
к».
СОс р2
С
(If + f + '~'(,)'’+КЛ
СхС%
Ко
o)|
р2+
|	/ Кг ср i Сг
coc Ro	\ Rj Ci Ci
+1 —Ко
1
о)2 Ri R% Ci ('2
(15.31)
Приравнивая знаменатели в выражениях (15.28) и (15.31), получаем
следующие условия для определения параметров схемы:
1
gj с R% С>
1
g>2 Ri R2 Ci Co
= 6,= 1.
(15.32)
Постоянную времени цепи /?2С2 обычно приравнивают значению,близ¬
кому к 1/(0с. Тогда и (x)cR1C1 « 1 [из второго условия (15.32)1; при этом ус¬
ловие (15.32) сводится к равенству
/Со-1+-42 + -£--*! = 1 + 1+ 3--К2«0,59 + Ь-.
Задавая C2/Cx = 0,4 и, следовательно, R2IRi = 2,5, получаем K0« 1.
В данном примере операционный усилитель, по существу, сводится к эмит-
терному повторителю.
Для количественной оценки параметров ФНЧ зададим частоту среза
/с = 1000 Гц, а емкость конденсатора С2 = 0,1 мкФ. Тогда
Ci •■= С2/0,4 = 0,25 мкФ, Rx — 1 /сос Сг « 640 Ом,
= 1 /сос С2« 1600 Ом.
Приведенный выше пример реализации фильтра второго порядка яв¬
ляется лишь иллюстрацией. Для выбора оптимальной схемы и проведения
инженерного расчета читатель должен обратиться к специальной литера¬
туре.
15.7.	ФИЛЬТР ЧЕБЫШЕВА (НИЖНИХ ЧАСТОТ)
Для улучшения аппроксимации идеальной прямоугольной характерис¬
тики ФНЧ (см. рис. 15.7) часто применяется аппроксимация по Чебышеву,
при которой в качестве функции F® (х) в формуле (15.19) используется квад¬
рат полинома Чебышева Тп (х) соответствующего порядка п. При этом фор¬
мула (15.20) записывается в виде
1 К (ix) |2 ~ 1 /[ 1 + е2 Тл (*)],	(15.33)
где х = о>/ о>с.
Коэффициент е < 1 вводится для ограничения амплитуды пульсации
АЧХ в полосе пропускания, т. е. в интервале |х| ^ 1. Чем меньше е, тем
лучше аппроксимируется АЧХ в указанной полосе, но одновременно снижа¬
ется крутизна ската характеристики в полосе задерживания (при х> 1).
Варьируя коэффициент е и степень полинома п, можно осуществить прием¬
лемый компромисс между противоречивыми требованиями к аппроксимации
453

характеристики в полосе пропускания и вне этой
полосы.	■*
В § 14.2 указывалось, что значение Тп (х) ко¬
леблется в пределах ± 1 в интервале \х\ < 1 и
растет по закону Тп (х) ^ 2п~1 хп при \х\ > 1.
График функции |К (t*)| при 8г = V5 и л = 4 пока¬
зан на рис. 15.11.
Амплитуду пульсации АЧХ в полосе пропус¬
кания, равную
ДХ--=1— 1//Г+72,	(15.34)
при малых е можно приравнять значению ~е2/2
(см. рис. 15.11).
Вне полосы пропускания (при больших х), когда г*Т% (х)	1, переда¬
точная функция монотонно убывает по закону
1,0 . 2,0
Х-й>/б>о
Рис. I5.ll. Амплитуд¬
но-частотная харак¬
теристика фильтра
Чебышева четверто¬
го порядка
|K(f*)l»l/e|7’»(x)|.	(15.35)
Для сравнения аппроксимации прямоугольной АЧХ по Чебышеву с
аппроксимацией по Баттерворту найдем ослабление АЧХ при х =3 для
фильтра четвертого порядка п = 4, е2 = 1/5. По формуле, приведенной в
§ 14.2 (или из таблицы полиномов Чебышева), определяем
Ti (3) = 8х* —8хг + l .=*8-34 — 8-32 + I = 574.
Далее,
lK(f3)|»]/r5/574«4.l0-,> I/^К(*3)| =250, (l/(K(t3)|)„B-
= 20 lg 250 = 20-2,39 » 48 дБ.
Как видим, при одной, и той же степени сложности фильтра (при одина¬
ковых значениях п = 4) ослабление АЧХ у фильтра Чебышева на 8 дБ
больше, чем у фильтра Баттерворта. При этом аппроксимация АЧХ в поло¬
се пропускания лучше у фильтра Чебышева: наибольшее отклонение от еди¬
ницы не превышает е2/2 = 0,1 (вместо ~ 0,3 у фильтра Баттерворта).
Определим полюсы передаточной функции фильтра Чебышева. Как и в
предыдущем параграфе, записываем выражение (15.33) в форме
|ВД|2 = К(р)К(-р)|Р«/,
1
1 + е2 Т% (х)
1
В(-р2)
р — 1х
(15.36)
после чего находим корни уравнения
е2 П (х) + 1 = 0, Тп (х) = ± Иг.	(15.37)
Опустив промежуточные выкладки [27], приведем окончательные выра¬
жения
pk = sin Фх sh Ф2 -f i cos Фх ch Ф2,
где
Фх»(2А+1)— , £ = 0,1,2	(2п — 1),	(15.38)
2 п
Ф2= -j-arcsh^-i-j.	(15.39)
454

Для полюсов, расположенных в левой р-полуплоскости, получается
следующее выражение:
pk — —sin J^(2fe + 1) ~ J sh Ф3 + i cos |^(2& + 1) j ch Ф2,
Л-0,1,2	(n — 1).	(15.40)
По найденным полюсам .составляется выражение для передаточной функ¬
ции К (р), аналогичное (15.29):
К (р)= 	^	 =
Рп~\'Ь1рп 1-\-Ь1рп 2 + ...	р-\-Ьп
	Ьп
(р—Pi) (р—Ра)	(Р—Рп)
(15.41)
В отличие от фильтра Баттерворта коэффициент Ьп не равен единице (по¬
скольку полюсы передаточной функции расположены не на окружности еди¬
ничного радиуса, а на эллипсе). Поэтому в числитель вводится коэффициент
Ьп для нормирования АЧХ к единице при <о = 0 (и соответственно р=0).
Численные значения коэффициентов Ьъ Ь2, ..., Ьп, а также полюсов рх,
Pi,..., рп в зависимости от степени п и коэффициента неравномерности АЧХ
в приводятся в литературе по расчету фильтров.
Для иллюстрации синтеза фильтра Чебышева определим схему и пара¬
метры фильтра при следующих требованиях: неравномерность в полосе про¬
зрачности не более 3 дБ, затухание при х = со/<ое = 4 не менее 30 дБ. При
заданной неравномерности, приравнивая в выражении (15.34) Д/С = 1—
— W 2, получаем е = 1. Далее по формуле (15.35) находим требуемое зна¬
чение
|7’»Wl=|7’»(4)|>l/|K(t4)|.
Ослаблению на 30 дБ соответствует уменьшение АЧХ в ViOOO як
да 32 раза. При максимальном значении АЧХ, равном единице, получаем
следующее условие для определения порядка полинома Чебышева: Тп (4)^
^1/32. Перебором первых трех полиномов низших степеней (см. § 14.2) убеж¬
даемся, что полином второй степени при х = 4, равный Т2 (4) = 2х2 — 1 =
= 31, обеспечивает требуемую скорость убывания АЧХ в полосе задержива¬
ния. Применяя формулы (15.39), (15.40), находим
Фа= — arcsh(-M = arcsh 1 =0,44,
п	\ в )	2
рх - — sin ^ j sh 0,44 +1 cos ^ ~ j ch 0,44 = — 0,322 + i 0,777,
л =* pj*—0,322-t 0,777.
Передаточная функция [по формуле (15.41)1
К(р) = 	5*		 	^	.	(15.42)
(р—Pi) (р —Pi)	Р* + Ь,р + Ь2	р* + 0,645р + 0,708
Приравнивая (как и в предыдущем параграфе) коэффициенты полинома
в знаменателе выражения (15.31) соответственно Ьх = 0,645 и Ьг = 0,708,
455

получаем следующие соотношения для определения параметров активной
#С-цепи:
«ВО*.
k(lt + f-+1-K")=6i=0'645'
= Ь2=0,708.
О)2 ^ /?2 Cj Cg
Сохранив соотношения, принятые в § 15.6 для фильтра Баттерворта
(<ocR2C2 да 1, С2/Сг = 0,4), получим
шс #i ~
1
1
0)С ^2 Сг &2
1^,
#0=1+ -1	Х— —°,645
Ci	у 2
1,46.
Из сопоставления полученных результатов с результатами расчета
фильтра Баттерворта видим, что, изменяя коэффициент усиления К0 (опе¬
рационного усилителя) и несущественно изменяя сопротивления резисторов
Rlt Rt (или емкости конденсаторов Сх, С2), можно перейти от фильтра Бат¬
терворта к фильтру Чебышева. Следует, однако, отметить, что при п = 2
фильтр Баттерворта обеспечивает ослабление АЧХ при х = а)/сос = 4 всего
лишь на 24 дБ [см. (15.22) при п = 2 и и у = 2]. Для получения ослабления на
30 дБ потребовалось бы п ^ 3 (одно звено второго порядка и одно аперио¬
дическое звено). Это преимущество фильтра Чебышева в зоне задерживания
(более быстрое убывание АЧХ) достигается ценой некоторого ухудшения
равномерности в полосе прозрачности фильтра.
15.8.	СИНТЕЗ РАЗЛИЧНЫХ ФИЛЬТРОВ
НА ОСНОВЕ ФИЛЬТРА НИЖНИХ ЧАСТОТ
Вернемся к функции (15.20), аппроксимирующей прямоугольную АЧХ идеаль¬
ного ФВЧ, и введем новую переменную
v= \/х^ыс/ш.	(15.43)
Тогда
К*ч (х) = l/[l + (l/v)2n]= v2n/[l+v2n] = /(2, (v).	(15.44)
Новая функция Квч (v), получаемая из АЧХ /Снч (■*) фильтра иижних частот за¬
меной аргумента на v = 1/х, показана на рис. 15.12 (для п = 2). Функцию Квч можно
рассматривать как АЧХ фильтра Баттерворта верхних частот, обладающего в полосе
частот 1 < v < оо такой же неравномерностью АЧХ, что и функция Кич (х) в полосе
0 < х < 1. Таким образом, при синтезе ФВЧ можно использовать аппроксимирую¬
щую функцию F (х) [см. (15.19)], заменив в ней аргумент иа v = 1/х.
В соответствии с такой заменой частотную переменную р в (15.28) следует заменить
переменной s = 1/р. Функция (15.28) при этом принимает вид	«
*>,(«) =	-L	=	£=	■	(15-45)
(1/s)2 +V2 (l/s)+l	з2+К2 s-f-1
Полюсы передаточной функции КвЧ (*)> т. е. корни уравнения s3-]-*!/2s-f-1 = 0,
остаются теми же, что и в (15.28).
К
Л'нчСф
К
Л'вчО))-Л'нЧОу
о,в
0,5
Ofi
_ у' гг-2
—,1,1 |
0,4
_ /б-1/5',п-4
I I
и
0,5 1,5 2,5 v-1/х
О
0,5 1,5 2,5 V-1/X
Рис. 15.12. Фильтр верхних частот Рис. 15.13. Фильтр верхних частот
Баттерворта	Чебышева
456

Аналогичным образом можно получить передаточную функцию ФВЧ Чебышева.
Соотношение между АЧХ фильтров Чебышева верхних и нижних частот представ¬
лено на рис. 15.13 (для п — 4).
Соответствущим преобразованием переменной р можно синтезировать и иные
фильтры, например полосовые, на основе исходного ФНЧ [27].
15.9.	СВЯЗЬ МЕЖДУ АМПЛИТУДНО- И ФАЗО-
ЧАСТОТНОЙ ХАРАКТЕРИСТИКАМИ В ЦИФРОВЫХ
ЦЕПЯХ
Линейные электрические цепи делятся на два класса: минимально-фа¬
зовые и неминимально-фазовые.
К первым относятся цепи, у которых между АЧХ и ФЧХ существует од¬
нозначное соответствие, так что задание одной из характеристик полностью
определяет вторую. Ко второму классу относятся цепи, у которых между
АЧХ и ФЧХ нет однозначного соответствия.
В теории аналоговых электрических цепей этот вопрос детально изучен.
Установлено, что если передаточная функция четырехполюсника К (р) не
имеет нулей в правой р-полуплоскости и, следовательно, постоянная
передачи
0 (р) = in К (р)	(15.46)
не имеет полюсов в указанной полуплоскости, то четырехполюсник является
минимально-фазовым.
На оси частот постоянную передачи 0 (р) можно представить в форме
0 (ко) = In К (tco) = 1п К (со) + ир (ш) =А (со) ->г г'ф (со).	(15.46')
В этом выражении 1 ф (со) — ФЧХ, а
А ((о) = 1п К (со)	(15.47)
— логарифмическое затухание четырехполюсника.
При условии отсутствия нулей функции 0 (р) в правой р-полуплоскости
имеет место равенство
сю
-70(,,®1)+-гг f — *“*0.	05.48)
2	2т J и — сох
— ОО
где со, — фиксированная частота 2:
Из (15.46') и (15.48) вытекают следующие соотношения:
ОО
А (СО,)- 1 f^dco,
Я J СО—0)1
	ОО
(15.49)
ОО
Ф (“О == —- Г i4-'{0" rfco.
я J со—сох
(15.50)
	ОО
Таким образом, при оговоренных выше условиях А (со) и ф (со) связаны
между собой однозначно преобразованием Гильберта [см. (3.62), (3.63)].
1	Следует иметь в виду, что при логарифмировании комплексной функции
К (id)) —X (со) е,<р возникает неоднозначность, так как добавление к ф (со) любого
числа &2я, где k — целое число, не изменяет значения функции. В данной главе под
Ф (со) подразумевается главное значение аргумента, ограниченное пределами —я <
< ф (со) < я. Способы устранения неоднозначности рассматриваются в гл. 16.
2	См. предыдущее издание настоящей книги.
457

Переход от логарифмического затухания А (<о) к АЧХ совершается с по¬
мощью соотношения, обратного соотношению (15.47):
К (ю) =ел <“).	(15.51)
Обратимся к установлению связи между АЧХ и ФЧХ в цифровых цепях.
Основываясь на определении передаточной функции цифрового фильтра
(12.33), (12.34), переходим от К (z) к функции 0 (z) = In К (z) и по анало¬
гии с выражением (15.46) к функции
?(г) = 1п К (е‘иг) = 1п Кг (ш) = Ат И + Щт (<о),	(15.52)
где Ат (<о) — In 1К (е,а>г) |.
Исходя из условия, что функция 0 (z) не имеет полюсов вне круга |z| =
= 1 [что тождественно ранее принятому условию отсутствия полюсов функ¬
ции 0 (р) в правой р-полуплоскости], можно получить равенство, аналогич¬
ное (15.48):
i	xs . т
± 0(e'W) + — Г —	d(е‘“г) = 0.	(15.53)
2	2 я/ J /<иг_е«со1г v '	-	’
— Я/Г
Подставив d (е'“г) = г Tei<aT dm, приведем интеграл в (15.53) после
перехода к переменной <о к виду
— iT
2ni
л/т
е (е‘ь‘Г) еыт
eiiaT_ei<iiT
d<й =
Т_
2я
я/Г
е~(ег<оГ)
1	е—/(со—со,)Т
do».
Подставим в (15.53) в(е‘а>т) и 0 (е'и«г) по формуле (15.52):
л/Т
— [АгК) + 1фгК)]+ — Г 		<*со+—X
2 1	'	‘ v 17 2я J j	 —цы—(л,)Т	^ 2я
— л/т
я/Г
X Г 		do>=0.	(15.53')
J 1	g—Цй> —Ш,)Г
-я/г
Воспользуемся равенством
	!	 = 		 * eosx/2-‘-i sinх/2 = _L(1	ctg.*/2).
1 — e~ix eix/2_e-tx/2	2i sinx/2	2	&	'
Тогда, выделив в (15.53') действительную и мнимую части, придем к следую¬
щим формулам:
Ат
л/Т	я/Г
Ат (щ) — — — J Ат (w) da — — J ср7 (со) ctg
(со—сох) Т
-л/т
л/т
— л/Т
фг К) * J Аг И ctg ((0	dco.
d(o, (15.54)
(15.55)
— л/Т
Первое слагаемое в правой части (15.54) имеет смысл среднего значения
(ю) в полосе частот от соТ = 0 до ыТ = 2я.
Соотношения (15.54), (15.55), как это вытекает из условия отсутствия
нулей функции К (г) вне круга единичного радиуса |z| = 1, справедливы
для минимально-фазовых цифровых цепей.
458

Как и передаточная функция Кг (Н [или К (е^ )], логарифмическое
затухание Ат (со) и ФЧХ дискретной цепи являются периодическими функ¬
циями частоты. Это позволяет существенно упростить соотношения, связы¬
вающие между собой АЧХ и ФЧХ.
С этой целью запишем функции Аг(со) и фт(со) в виде рядов Фурье:
Ат И ~ In | К (е ~ '“г) | = А0 + Ах cos <оГ + А.г cos 2соТ + ...,	(15.56)
фг(®) ~Фхsin <j)T + 02sin 2(oT-f...	(15.57)
Косинусоидальный ряд для А? (<о) обусловлен четностью этой функции
относительно <о, а синусоидальный ряд — нечетностью функции фт (<о).
Соответственно коэффициенты рядов (15.56) и (15.57) определяются фор¬
мул ами
Я
Ап=j Ат (ы) cos no}Td(wT),	(15.58)
—	Я
Я
фп— J фг (со) sin ruoT d (соТ).	(15.59)
—	Я
Подставим ряд (15.56) в (15.55):
Я	Я
Г ctg[(со — ©,) 7/2] d(©T) + А Г cosoTx
2я J	2я J
— я	—я
л
X ctg [(со —(Oj) Т/21 d (о>Т) + — Г
2я J
cos2ft)7’-ctg[(o)—ojj) T/2]d(a>T) -f-...
Первый интеграл равен нулю, а последующие 2л. (— sin п ю, Т).
Таким образом, приходим к следующему ряду для ц>т (сщ) (опуская ин¬
декс 1 при со):
Фг(со) — — 2 ^sinmoT.	(15.60)
tits? 1
Аналогично подстановка ряда (15.57) в (15.54) приводит к выражению
Ат(ч>) — Аа— ^ Фп cos п(£>Т.	(15.61)
Из сопоставления рядов (15.60) и (15.57),а также (15.61) и (15.56) вы¬
текает важное соотношение
Ап»- Ф».	(15.62)
Следовательно, по заданной функции Ат (©), записанной в виде ряда
Фурье, можно найти коэффициенты Ф„ ФЧХ фт (ю). При заданной ФЧХ
(также в виде ряда Фурье) функцию Ат (ы) можно найти с точностью лишь
до А0. Физический смысл этого факта очевиден, так как величина
Я
А> = ^ J In К (<•>) da)T,
— Я
зависящая только от АЧХ фильтра К (&>), может изменяться в широких пре¬
делах (изменением усиления) при сохранении ФЧХ.
459

Рис. 15.14. Фазо-частотиая характери¬
стика цифрового фильтра, соответствую¬
щая АЧХ, равной 4sin2 (<вTf2)
Рис. 15.15. Фазо-частотная характеристи¬
ка цифрового фильтра с АЧХ, равной
\l~\/\-\-b\—2bi coscaT
Итак, для полного описания передаточной функции минимально-фазо¬
вой цифровой цепи достаточно знать коэффициенты Фурье одной из харак¬
теристик: ФЧХ фг(<о) или логарифмического затухания Ат (со).
Вычисление коэффициентов ряда Фурье любой из характеристик Ат (со)
и фг (ю), заданной на интервале 0 < ыТ < 2л, несравненно проще, чем вы¬
числение интегралов в бесконечных пределах, требующееся при анализе
аналоговых цепей [см. (15.49) и (15.50)1.
15.10.	ПРИМЕРЫ ОПРЕДЕЛЕНИЯ ФЧХ
ЦИФРОВОГО ФИЛЬТРА ПО ЗАДАННОЙ АЧХ
1.	Задана АЧХ фильтра (соТ) — 4 sin2 (cu Т/2), — л < со Г < л (см. п. 3
§ 12.8). Требуется найти ФЧХ (не выясняя схемы фильтра).
В данном примере логарифмическое затухание
Ат (со) = 1п Кт (со Г) = In 4+2 1п | sin (соГ/2) |, —л сыТ с л.
Находим коэффициенты Фурье периодической функции Ат (со) по формуле
(15.58) Ч
А0
я	я/2
J j^ln4-Ц2 In J sin 1| d (соГ) = 1п4 +—	In (sin х) d (2х) =0,
о	о
я
4 + 2 In sin
соТ
cos ruaTd (со Г) = —
2_
п
о
Итак, А0 = 0, Ах — — 2-1, А2 ~ — 2-Vz, А3 — —2-1/„, ...
Основываясь на выражении (15.60) составим выражение для ФЧХ фильтра
cpr (со) = 2 (sin соГ + 1/2 sin2cor + Va s*n ЗсоГ +...), —я <соТ <я.
Полученный ряд сходится к (я — со Т)/2 при 0 < со Т < 2л, следовательно
срг (со)=я—со7\ 0<со7’< 2я.
График фг (со) представлен на рис. 15.14. Продолжение в область со Г < 0 (штри¬
ховая линия) основано на периодичности функции фг (со). Заметим, что полученная ха¬
рактеристика совпадает по форме с ФЧХ однозвенного фильтра, рассмотренного в
п. 1 § 12.8. Каскадное соединение двух звеньев, соответствующее АЧХ, равной
4 sin2 соГ/2, приводит лишь к удвоению ФЧХ.
2.	Рассмотрим теперь фильтр с АЧХ (см. п. 2 § 12.8)
Кт (соГ) = 1 /V 1+*!— 26, cos со Г .
1	См. [31], формулы (4.224.3) и (4.384.3).
460

Логарифмическое затухание
Ат (со) = In Кт (со) 		Х- in (1—2bx cos wT-fif).
Находим коэффициенты Фурье
л
А„=— ( —1/2) j* In (1— 26j cos со Г + &J) cos miTd (a>T),
о
Выполнив интегрированые 1 2, получим
—7{—7'
Таким образом,
Ъ'}
<Рт
it si
sin nwT.
Используя соотношение 2
Ь-х sin х
—^ sin nx = arctg
п
n= i
1 —COS X
получаем выражение, совпадающее с (12.49):
&х sin шТ
ц>т (со) = — arctg-
1 —bi cos со Т
п < соТ < я.
График ФЧХ для Ьх — 0,8 представлен на рис. 15.15 (иа интервале 0 < <вТ <
< 2я).
3.	Задан цифровой ФНЧ с АЧХ, приближенно совпадающей с гауссовской кри¬
вой:
| it(eia>T) \ »е-“* <tor>!.
Найти ФЧХ фильтра. В данном примере
Ат (со) = In \ к'(е/й>г) |~ —я2 (соГ)2.
Вычисление коэффициентов Ап по формуле (15.58) дает следующие результаты:
Ал = ■
a2, Aj=4a2, Аг=г —а2, As ■■
а показаны на рис. 15.16.
1 См. [31], формула (4.397.6).
2 См. [31], формула (1.448.1).
Рис. 15.16. Фазо-частотиая ха¬
рактеристика цифрового фильт¬
ра с АЧХ, равной ехр [—я2 (соТ)2]
461

15.11.	СИНТЕЗ ЦИФРОВЫХ ФИЛЬТРОВ. ОБЩИЕ
ЗАМЕЧАНИЯ
Как и аналоговые, цифровые фильтры обычно синтезируются на основе
передаточной функции, представленной в виде рациональной дроби (12.33).
В результате соответствующей аппроксимации заданной передаточной функ-
ции к (г) определяется положение нулей и полюсов на г-плоскости, после
чего находятся весовые коэффициенты ап и Ьт, входящие в (12.34).
Цифровой фильтр можно реализовать либо в виде совокупности простых
звеньев (первого или второго порядка), либо в виде канонической схемы, опи¬
санной в § 12.3 (см. рис. 12.6).
При разбиении фильтра на простые звенья отпадают все ограничения,
отмеченные в § 15.2 по отношению к аналоговым цепям. В цифровых цепях
вопросы согласования входных, выходных и нагрузочных сопротивлений,
а также вопросы развязки отдельных звеньев вообще не возникают. В связи
с этим наряду с каскадным (последовательным) соединением простых звень¬
ев широко применяется их параллельное включение.
В первом случае функция (12.33) записывается в виде произведения про¬
стых множителей, каждый из которых является передаточной функцией зве¬
на (см. аналогичное разбиение в § 15.2). Во втором случае функция (12.33)
разлагается на простые дроби
где
т
А* —
Q (г)	£_ ( 2 znh
' Р(г)
dQ (z) /dz
=znfc
-вычет функции K(z)/A0 в полюсе znh.
Если знаменатель Q (г) содержит всего т корней, из которых т1—число
вещественных (лежащих на действительной оси), am, — число комплексно¬
сопряженных пар корней (т = тх + 2т2), то
K(z)
[т,
2-
k=i
Ал
'znk
т,+/я*
+ 2
kss т, -f- ]
2 — Znh	Z
йг)1
Это выражение легко приводится к виду
^	Г т, .	т,+т,
k(z) = a0| 2+	2
ft= I
2 2nh
k= ГПх~\- 1
apk
z2—blkz — b2k
где aofc — 2Re (Afc); a,ft= —2[Re(znfc) Re(Aft) + Im(Zn/t)Im(Aft)]; blh =
= 2Re(znfc); b%k = — |znJl|2.
Как в каскадной, так и в параллельной схеме отдельные звенья реали¬
зуются по схеме, описанной в § 12.8 (см. рис. 12.21). Весовые коэффициенты
звена второго порядка определяются по формуле (12.57), а звена первого
порядка — непосредственно из передаточной функции звена.
Существенно различны подходы к синтезу трансверсальных и рекурсив¬
ных фильтров.
В § 12.2 отмечалось, что передаточная функция трансверсального фильт¬
ра не имеет полюсов и импульсная характеристика является ограниченной
последовательностью (g(£)}, k = 0,1,..., Я, содержащей N = Я + 1 от¬
счетов, где Я — число элементов памяти, а значения g (k) равны весовым
коэффициентам фильтра ah. Из этого следует, что задание' импульсной ха¬
рактеристики g (k) непосредственно определяет как структуру трансверсаль-
462

ного фильтра, так и его передаточ¬
ную функцию
К (z) = а0 + ах г-1 + a* z-’M.
•f ... +aHz-H.
Of
ао
L
_ $5
az
I
Of
4
_L
<*0
T
3 4
О i 2 3 4 A-
oj
0 11
6)
T
Рис. 15.17. Симметричная (а) и антисим¬
метричная (б) импульсные характеристики
трансверсального фильтра
В случае же рекурсивного
фильтра структура и весовые ко¬
эффициенты более сложным обра¬
зом связаны с импульсной характе¬
ристикой и передаточной функ¬
цией. Эти вопросы рассматриваются в следующем параграфе. Здесь
мы рассмотрим некоторые особенности синтеза трансверсальных фильтров.
В § 12.8 и 15.10 приводились примеры простейших трансверсальных
фильтров со строго линейной ФЧХ. Выявим требования к весовым коэффи¬
циентам, при которых обеспечивается линейность ФЧХ при любом значении
N. Используем для этого выражение (12.9) и для сокращения записи ограни¬
чимся значением Н « 4, т. е. N = 5:
К (ег<оГ)~ а0 -t-а, е~шт + а2е~‘2<вГ 4-а3 е~'3“г Н-а4 е~<4шГ.
Соответствующая этой передаточной функции импульсная характеристи¬
ка g (k) представлена на рис. 15.17, а.
Наложим условие симметрии весовых коэффициентов, т. е. а0 = а4,
ai = аэ> и вынесем за скобки множитель е~‘2<оГ:
К (ег<иТ) — е~ш2Т (а0 е‘2<вГ + аг ешт + <h + os е~шт +а4 е~‘2“г) =
ь= ± е-^ <шГ) 12а0 cos 2со7' + 2аг cos (оТ -f- аг \.
Выбор знака плюс или минус перед правой частью приведенного выра¬
жения зависит от соотношения коэффициентов а0, аг и а2, а также от их зна¬
ков, фазовая же характеристика ср (соТ) линейна и определяется как
cp (<s)T) =	= kaT,
где k = 1,2, 3,... при нечетных значениях N ^ 3.
При четных N ^ 2 это выражение принимает вид
Ф(соТ) == /гсаТ/2, Jfe= 1. 3, 5,...
Фильтры с линейной ФЧХ можно осуществить также при антисимметрич¬
ной импульсной характеристике (рис. 15Л7, б).
Трансверсальные фильтры с линейной ФЧХ применяются в дифферен¬
цирующих устройствах, а также при исследовании различных систем с не¬
линейными ФЧХ. Большое число элементов памяти и весовых коэффициен¬
тов, достигающее сотен, не является препятствием при использовании микро¬
электронной аппаратуры.
15.12.	СИНТЕЗ ЦИФРОВЫХ ФИЛЬТРОВ
ПО АНАЛОГОВОМУ ПРОТОТИПУ
Пусть задан аналоговый фильтр с передаточной функцией Ка (гео) и
импульсной характеристикой ga (t) и требуется построить эквивалентный
ему (в определенном смысле) цифровой фильтр.
Рассмотрим физически наглядный, хотя и не во всех задачах эффектив¬
ный, способ, основанный на дискретизации дифференциального уравнения,
463

R
Рис. 15.18. Цепь, описываемая дифференциаль¬
ным уравнением (15.63)
!?(t)
Г
t
—о
		о
описывающего исходную аналоговую цепь. Подобный прием был использо¬
ван в § 8.18.
Для сокращения выкладок обратимся к простейшему четырехполюсни¬
ку, представленному на рис. 15.18. Передаточная функция и импульсная ха¬
рактеристика этого четырехполюсника
Ка (Р) = 1/(1 +RCp), ga (t) = -L	(15.63)
t
Выпишем основные соотношения между е (/), ивых (t) и i (t):
i(t) = Cdu™f) , ивых (i) = е (t) -Ri (t) = e(t)-RC ^	,
at	At
Используя соответствие (8.113), переписываем (15.64) в форме
10	т~Тсе (()-	<|565)
Переходя к дискретному времени t = mT и повторяя рассуждения, при¬
ведшие к (8.114), получаем разностное уравнение
ивых(мТ)= —е {mT)	^вы! (^^	71), ^ = RC.	(15.66)
Этому уравнению соответствует цифровой рекурсивный фильтр первого
порядка с передаточной функцией и импульсной характеристикой [см.
(12.11) и (12.46)1
Кг {р) в, g {kT) = ft*.	(15.67)
1 —Ьг е р
Весовые коэффициенты синтезируемого фильтра должны быть
а0=Т/(т + Т)=	, 6i = t/(t + T)«1/(1+T/t).	(15.68)
Сопоставим полученные характеристики Кг (р), g (kT) с соответствую¬
щими характеристиками исходного (аналогового) фильтра Кя (р), 8Я (/).
Сначала сравним АЧХ /Са (со) и Кт (со):
KI (со)
1
1 + ЯСг<в|2 l-f(wT)2
км®)*
_£о_
11 — Ьх е
—/о>Г I
я*
1 -\-Ь\—2b1 cos соТ
Подставив в последнее выражение а0 и ftx из формул (15.68), получим
Ki (со) =
	(77 т)2
14- (1 + 77т)2—2 (1 -(-Т/т) cos а>Т '
464

При уменьшении шага дискретизации Т до значения, малого по сравне¬
нию с т, аргумент косинуса со "Г в области частот, соизмеримых с 1/т, отвеча¬
ет условию соТ <g^ 1, так что cos соТ да 1 — (coT)2/2. При этом
К т Н
(T/iY
(Г/т)» + (тГ)» +— (шГ)»
Т
1 + (сот)а+ — (сот)2
т
С помощью этого выражения легко оценивать влияние Т на отклонение
Кт (ю) от /Са (ю). При 77т < 0,2 это выражение несущественно отличает¬
ся от К1 («)■
Обратимся к сравнению импульсных характеристик g (kT) и ga (t).
При 77т < 1 можно положить Ьх = 1/(1 + 77т) да (1 — 77т) да е-77т.
Тогда g (kT) = а0Ь\ да а0	т. е. g (kT) отличается от ga (&Т) только
постоянным коэффициентом (а0 вместо 1/т).
Итак, для удовлетворительного совпадения характеристик цифрового
и аналогового фильтров в данном примере требуется выполнение условия
Т/т <0,2.
При более сложных цепях синтез, основанный на дискретизации диффе¬
ренциального уравнения, становится громоздким. Более эффективен способ
синтеза цифровых фильтров по заданным полюсам и нулям передаточной
функции Ко (р) аналогового прототипа на p-плоскости. Задача синтеза при
этом сводится к рациональному выбору оператора преобразования р-плоско-
сти в г-плоскость. От выбранного оператора зависят свойства и характеристи¬
ки цифрового фильтра.
Наиболее простым оператором преобразования является соотношение
z = еРт, использованное в гл. 12. В этом случае полюсы zBm и нули zon оп¬
ределяются равенствами
— е п то у
с	у *0
РППТ
= е оп
(15.69)
Метод, основанный на операторе z = е^7-, иногда называют мето¬
дом стандартного г-преобразования.
Выясним степень приближения характеристик синтезируемого цифрово¬
го фильтра к аналоговой модели на примере рассмотренного выше четырех¬
полюсника (см. рис. 15.18). Передаточная функция Ка (р), определяемая
выражением (15.63), имеет один полюс
Ра= —l/RC=
Основываясь на (15.69), находим полюс на г-плоскости
= eV
е~Т/Х _е-T/RC
Тогда
K/z) = 1/(1 —гп2-1)= 1/(1 -е-^/^г1),
К(е‘шГ) = 1/(1— е-г/т е-'шт)	(15.70)
и АЧХ фильтра
| к (со) (= 1 / У \ + е-27'/т —2е_Г/'т cos со7\	(15.71)
Далее, импульсная характеристика g (kT) = e-kT/x [см (12.46)1. За¬
мечаем, что g (kT) совпадает (с точностью до постоянного коэффициента 1/т)
с импульсной характеристикой ga (t)~ (7т) е-'/т, дискретизованной с шагом
Т, причем это совпадение не зависит от Т (в отличие от метода, основанного на
дискретизации дифференциального уравнения цепи).
Аналогичный результат имеет место и для более сложных цепей.
465

В связи с этим метод синтеза, основанный на стандартном преобразова¬
нии z = еР*, получил название метода, инвариантного относительно им¬
пульсной характеристики. При этом, однако, АЧХ цифрового фильтра мо¬
жет существенно отличаться от АЧХ аналогового прототипа, что было объ¬
яснено и проиллюстрировано в § 12.8, п. 2.
15.13.	МЕТОД ИНВАРИАНТНЫХ ЧАСТОТНЫХ
ХАРАКТЕРИСТИК
Для осуществления синтеза, инвариантного по отношению к АЧХ, сле¬
дует применить преобразование, при котором бы вся мнимая ось tco p-плос¬
кости отображалась на z-плоскости одним обходом окружности радиуса
И = 1.
Этому требованию отвечает билинейное (дробно-рациональное)
преобразование
z = (1 + р)/( 1 - р), р = (г - 1 )/(z + 1),	(15.72)
где р = (а + ico)/Q0. a Qg — произвольная постоянная, обеспечивающая
безразмерность величины р, выбираемая исходя из соображений нормирова¬
ния.
Для уяснения смысла билинейного преобразования положим а = О,
т. е. приравняем р — ico/Q0, и на основании (15.72) запишем
z	— t + fto/flo _ с< 2 arc tg — сшлю/ал	(15.73)
р=Ш/ Q„	1—■<w/flo
Из этого выражения следует: перемещению точки р вдоль оси t'<o/Q0
соответствует перемещение точки г по окружности радиуса \z\ = 1.
В этом отношении билинейное преобразование не отличается от обычного
z-преобразования, при котором г|р=гш = еШТ (см. § 12.6). Отличие в том,
что угол соТ возрастает пропорционально частоте со, а при билинейном пре¬
образовании угол ф (со/П0) = 2 arctg <a/Q0 возрастает нелинейно; при стрем¬
лении со -* ± °о угол ф (co/Q0) стремится к своим предельным значениям
±л. Таким образом, вся ось m/Q0 p-плоскости трансформируется на z-плос¬
кости в один обход окружности |z|= 1 и тем самым обеспечивается взаимно¬
однозначное отображение р на гдля всей р-плоскости.
Сопоставление функций е,'ч,<“/£г«) и е'“Г позволяет трактовать ф (<о/й0) =
= 2 arctg со/Й0 как эквивалентную частоту <оцТ (безразмерную), связанную
с обычной частотой со, используемой при анализе и синтезе аналоговых це¬
пей, соотношением
(оцТ = 2 arctg (<o/Q0).	(15.74)
Соответственно
(o/Q0 = tg(co4T/2).	(15.75)
Нормирующую частоту Q0 можно определить, установив соотношение
между какими-либо характерными частотами передаточных функций анало¬
говой и цифровой цепей. Например, если речь идет о цифровом ФНЧ с за¬
данной частотой среза <осц, эквивалентном (в смысле АЧХ) аналоговому
фильтру с частотой среза юса, то выражения (15.74), (15.75) можно записать
так:
(oC47’ = 2arctg(o)ca/Q0), ®ca/Qo = tg K„T/2).	(15.76)
Из последнего выражения следует, что
Qo = <Bca/tgKu7’/2)-
466

Пусть, например, частота среза цифрового фильтра должна составлять
10% от частоты дискретизации 1/7\ Тогда
сосц Т = 0,1 • 2я и tg (исц 772) = tg (0,1 • 2я/2) = tg 18° = 0,3249,
а выражение (15.74) переходит в
Т = 2 arctg ((tg (осЦ 772) (о/шса)] = 2 arctg (0,3249х),	(15.77)
где х = (о/(оса — нормированная частота, использованная при аппрокси¬
мации АЧХ аналогового фильтра (см^§ 15.5, 15.7).
Полученное соотношение между соЦТ и х позволяет построить АЧХ син¬
тезируемого цифрового фильтра по заданной характеристике исходного ана¬
логового фильтра. В качестве последней на рис. 15.19, а показана АЧХ
фильтра Чебышева (при п ~ 2), рассчитанная в § 15.7:
|К(*х)1 = ПЛ+71(х) .
АЧХ цифрового фильтра представлена на рис. 15.19, б. Видно, что эта
характеристика, сохраняя масштаб на оси ординат, сжимается на оси абсцисс
в пределах — л ^ <оцТ <Г я.
Обратимся теперь к определению структуры и параметров синтезируе¬
мого цифрового фильтра.
Отталкиваясь от передаточной функции исходного аналогового фильтра
(см. (15.42)1
К (рх) « С/(рх—рхп1) (px-plui),	(15.78)
где рх — (о + ico)/(oea — переменная, нормированная относительно часто¬
ты среза, и переходя к новой переменной р = (а + ш)/й0 = 0,3249 рх,
на основании выражения (15.72) получаем
р = 0,3249рж = L-L
1 г— 1
0,3249 г 4-1 '
Подставим полученное выражение для рх в (15.78). Полюсы рхп1 и р*ха\,
как и в примере, приведенном в § 15.7, равны соответственно —0,322 +
+ i 0,777 и — 0,322 — г 0,777.
После несложных преобразований приходим к следующему результату
К Ы = Л(г+Ч2 в И0(1+2г-1+»-«)
(г — гш) (г — 2п()	I—Л,*-1—*,*-* ’
где /?! =2Re (Znil и Ьг= —J znl \А0 — коэффициент нормирования.
Рис. 15.19. Амплитудно-частот¬
ные характеристики аналогово¬
го (а) и соответствующего ему
цифрового фильтра (б)
467

Полюсы функции К (г) на z-плоскости связаны с полюсами р„л,2 со¬
отношениями
znl = (l + 0,3249ркп1)/(1 —0,3249p3.nl) = 0,72 + /0,393,
—0,72—i0,393.
Итак, применение билинейного z-преобразования привело к появлению
в передаточной функции двухкратного нуля (в точке г = — 1).
Схема фильтра совпадает со схемой, представленной на рис. 12.21. В дан¬
ном случае весовые коэффициенты в обратных связях (см. § 12.8, п.4) Ьг =
= 2 Re (znl) = 2 • 0,72 = 1,44, b2 = — |znl|2 = — (0.821)2 = — 0,674,
а в прямых связях а0 = 1, ах = 2 и а2 — 1.
При (Оц = 0 z = 1 и функция |К (z) | по условию должна равняться еди¬
нице, как и функция К (р) при со =0, При указанных выше коэффициентах
at и 6г Л о = 0,0585.
При синтезе цифрового фильтра существенное значение имеет выбор
числа разрядов в преобразователе А-Ц, а также в арифметическом устройстве
исходя из допустимого уровня шумов квантования и округления (см. § 12.10
и 12.11).
Иначе обстоит дело с весовыми коэффициентами Ьу и Ь2. Для точного
представления этих коэффициентов в двоичной системе счисления может по¬
требоваться значительное число разрядов (1,011101 для Ьу и 0,10101101 для
Ь2). Однако ценой несущественного отклонения АЧХ от заданной обычно
можно значительно уменьшить число разрядов. Например, при загрублении
весовых коэффициентов до Ьу — 1,0111 (1,4375) и Ь2~ 0,1011 (0,687) получа¬
ется АЧХ, практически совпадающая с заданной.
При этом необходимо, однако, учитывать, что погрешность квантования
в цепях обратной связи накапливается и при значениях \гп\, близких к еди¬
нице, полюсы могут оказаться вне единичного круга, что означает неустой¬
чивость фильтра.
Правильный выбор длины кодового слова (т. е. разрядности арифмети¬
ческого устройства фильтра), являющийся одним из важнейших вопросов
синтеза цифровых цепей, изучается в специальных дисциплинах.
Глава 16. ОБОБЩЕННАЯ ЛИНЕЙНАЯ ФИЛЬТРАЦИЯ
СИГНАЛОВ. КЕПСТРАЛЬНЫИ АНАЛИЗ
16.1.	ОБОБЩЕННЫЙ ПРИНЦИП СУПЕРПОЗИЦИИ
В предыдущих главах принцип суперпозиции рассматривался как основное
свойство линейных систем. Математическая формулировка (1.1) принципа
суперпозиции, предусматривающая только операцию сложения сигналов,
является фундаментальной для обработки аддитивной смеси сигналов. Она
также является основой для спектрального метода анализа воздействия
сложных сигналов на линейные цепи, для метода интеграла Дюамеля и дру¬
гих методов, при которых входной сигнал представляется в виде суммы эле¬
ментарных слагаемых.
Однако операция сложения, как указывалось в § 1.5, не исчерпывает
проблемы обработки сложных сигналов. Важное значение для современной
468

теории и техники обработки сигналов имеют, в частности, операции умноже¬
ния и свертки сигналов.
Линейные системы не позволяют осуществить раздельную обработку
сигналов, входящих в произведение или образующих свертку. Иными сло¬
вами, по отношению к сигналам s (t) = Sj (t) ■ s2 (t) или s (t) = Sj (t) * s2(t)
неприменим принцип суперпозиции, в том виде, в каком он сформулирован
для линейных систем. Однако с помощью сочетания линейных и некоторых
нелинейных элементов можно осуществить систему, подчиняющуюся
обобщенному принципу суперпозиции по отношению к упомянутым выше
(и некоторым другим) сигналам.
Отыскание классов подобных систем для различных комбинаций вход¬
ных сигналов основывается на теории линейных векторных пространств и на
общей теории преобразования этих пространств. Основные понятия прост¬
ранства сигналов, трактуемого как векторное пространство, были изложе¬
ны в § 4.8 и 4.9. Применение этих понятий к задаче синтеза цепей, подчиня¬
ющихся обобщенному принципу суперпозиции, рассматривается в следую¬
щем параграфе. Предварительно поясним принцип построения подобных це¬
пей для одного частного случая, основываясь на физических представлениях.
Рассмотрим обработку мультипликативного сигнала s (t) = sx (t) s2 (t)
и поставим перед собой задачу преобразования его к виду суммы х (t) =
= хх (0 + х2 (t). Искомый оператор преобразования обозначим символом D.
Математически поставленная выше задача сводится к требованию
D Is (t)l = D [Sl (t)-s2 (01 = D [sx (01 + D ls2 (01.	(16.1)
Известно, что единственной непрерывной функцией, удовлетворяющей
функциональному уравнению (16.1), является логарифмическая функция.
Следовательно, оператор D соответствует логарифму и нелинейное устрой¬
ство, осуществляющее требуемое преобразование', должно иметь характери¬
стику вида х = D (s) — log s. Сигнал на выходе этого устройства
х (0 = log [s(O)1 = log [s,(0-s2 (01 = log Isi (01 + log ls2 (01 = *i (0+
+xt (0-	(16.2)
В данном случае для упрощения мы ограничились рассмотрением дейст¬
вительных и ненулевых функций Sj (t) > 0 и s2 (t) >. 0.
По своему частотному спектру, а следовательно и по форме сигналы хх (t)
и х2 (0 отличаются от (t) и s2 (t). Существенно, однако, что сумму х (()=
=	(t) + х2 (t) можно обрабатывать (фильтровать) с помощью обычной
линейной цепи.
Обозначим через ух (t) и у2 (t) сигналы на выходе линейного фильтра
L, осуществляющего фильтрацию сигналов хх (t) и х2 (t). Поскольку послед¬
ние имеют смысл логарифмов sx (t) и s2 (t), то ух (t) и у2 (t) можно рассматри¬
вать как логарифмы выходных сигналов slBbIX (t) и s2bux (0- Тогда возникает
задача, обратная по отношению к (16.2): как перейти от суммы ух (t) + У2 (0
к произведению sBbIX (t) = slBblx (*)• s2vbSX (t).
Преобразованием, обратным логарифмированию, является потенциро¬
вание. Оператор такого преобразования обозначим D-1. Тогда характеристи¬
ка нелинейного элемента, осуществляющего обратное преобразование, долж¬
на иметь вид sBblx (t) — D-1 (г/), так что
5„ых (0 - О-11У (01 = ехР IУх (0 +Уг (01 - е*. W е^ <0 « е1п W <‘> X
X е,п 5*вых <<> = SlBbIX(0-S2bux(0-	(16.3)
1 Здесь и в дальнейшем log обозначает операцию логарифмирования. При вы¬
кладках и вычислениях используются натуральные логарифмы.
469

Рис. 16.1. Пример нелинейной системы, подчиняющейся принципу суперпозиции
Между двумя нелинейными элементами, осуществляющими преобразо¬
вания D и D-1, должно быть включено линейное устройство L для фильтра¬
ции сигналов хх (t) и х2 (t), т. е. для осуществления основной линейной обра¬
ботки .
В результате приходим к схеме обработки, представленной на рис. 16.1.
Как обозначено на этом рисунке, нелинейный элемент D преобразует произ¬
ведение (•) в сумму (+) , линейный элемент L сохраняет операции суммиро¬
вания (+) и (+), а нелинейный элемент D~l преобразует сумму в произведе¬
ние.
Применение подобной обработки целесообразно в тех случаях, когда
с помощью линейного устройства L возможно разделять по частотному при¬
знаку сигналы хх (t) и хг (() и изменять в желательном направлении соотно¬
шение между уровнями сигналов ух (t) и уг (t).
Пусть, например, спектры функций ух (t) и у2 (() не перекрываются, а
линейный фильтр L пропускает только сигнал ух (t). Тогда выражение (16.3)
принимает следующий вид:
W (0-Д-11У (01=ехр [Ух (*)+0]~е** (б = eln W <('=slBbIX (f).	(16.3')
Аналогично при режекции сигнала ух (t) получим s2BbIX (t). Таким обра¬
зом можно осуществить разделение сигналов.
Система, представленная на рис. 16.1, в целом подчиняется обобщенно¬
му принципу суперпозиции, в данном случае по отношению к сигналу s (()=
= S] (t)-s2 (t), так как в этой системе между сигналами sx (() и s2 (t) отсутст¬
вует взаимодействие и соотношение между slBbIX (t) и sx (f), а также между
s2bmx и s2 (0 определяется только линейным устройством L.
Именно в'этом смысле в дальнейшем будет трактоваться термин «обоб¬
щенный принцип суперпозиции».
16.2.	ОБОБЩЕННАЯ СХЕМА ГОМОМОРФНОЙ
ОБРАБОТКИ СИГНАЛОВ
Если сигналы на входе и выходе рассматриваемой системы трактовать
как элементы векторного пространства, то любое преобразование Н (s (/)],
осуществляемое системой над сигналом s (t), является преобразованием про¬
странства сигналов. Такое преобразование переводит элементы sb s2(...
пространства входных сигналов в элементы slBbIX (t), s2bых (t), ... прост¬
ранства выходных сигналов, причем slBbIX (t) — Н [st (/)], 5гвых (0 — Н [s2(/)l.
Рассмотрим теперь преобразование входного сигнала, являющегося не¬
которой комбинацией двух сигналов sx (/) и s2 (t). Как уже ранее отмеча¬
лось, для обработки сигналов в радиоэлектронике наибольший интерес
представляют следующие три комбинации: сложение, умножение и свертка.
Обобщим эти операции символом □, т. е. s (/) =	(t) □ s2 (t). Каждому сиг¬
налу s (t) соответствует вполне определенный элемент sBbIX (/) — Н Is (/)] в
пространстве выходных сигналов, однако различным операциям — сумми¬
рованию, умножению или свертке соответствует определенный оператор:
Нх, Нг или Я3.
470

Можно синтезировать систему, осуществляющую такое преобразование
входного сигнала s (t) — sx (t) □ s2 (t), при котором сигнал на выходе бу¬
дет иметь вид sBbIX (t) — Н [sj (01 о Я [s2 (0,1, где О — обозначение (об¬
щее) операций над элементами пространства выходных сигналов (сложение,
умножение, свертка), причем операция Оможет не совпадать с операцией □.
Для такой системы имеет место следующее соотношение:
Я [sx (/) □ s2 (t)] = Н ^ (t)\OH [s2 (01.	(16.4)
Имеется в виду однозначное, но не обязательно взаимно-однозначное
преобразование.
Примером невзаимно-однозначного преобразования может служить
операция квадрирования
Я [s (01 = Is (О!2-
Каждому значению s (t) соответствует одно-единственное значение s2 (t)
в пространстве выходных сигналов, при обратном же преобразовании полу¬
чим два возможных значения ±s (t) .
Преобразование векторного пространства, отвечающее равенству (16.4),
называется гомоморфным (в отличие от обратимого, изоморфного пре¬
образования), а системы, осуществляющие такое преобразование, называ¬
ются гомоморфными относительно операции □ на входе и операции
О на выходе системы.
В частном случае □ = О = (+) выражение (16.4) переходит в соотно¬
шение
Я [si (f) + s2 (01 * Я (si (01 -f Я [s2 (01,	(16.5)
соответствующее формулировке принципа суперпозиции для обычной линей¬
ной системе [см. (1.1)1.
С этой точки зрения выражение (16.4) можно трактовать как обобщение
принципа суперпозиции.
Пространство выходных сигналов, как и исходное, является линейным
векторным пространством, хотя сам оператор преобразования И [ 1 может
быть нелинейным.
Проиллюстрируем смысл этого обобщения на нескольких примерах.
1.	Система, осуществляющая преобразование Фурье сигнала s (t) =
~ si (0 + s2 (t).
В данном случае □ = о ~ (+) и
f [s (01 ® f [Si (0 + s2 (01 = f [Si (01 + f [* (01 = ^ (w) + S, (©)	(16.6)
— чисто линейное преобразование.
Аналогичное соотношение можно написать и для г-преобразования, обо¬
значаемого через ЕМ:
I [s (01* I [Si (0 4-s2 (01 = l [Si (01 +1 ls2 (01 = Si (z) + si (2).	(16.7)
Выражения (16.6), (16.7) соответствуют определению принципа суперпо¬
зиции для Линейной системы.
2.	Система, осуществляющая преобразование сигнала s (t) =
= Si (0 s2 (0 в сумму х (0 = хх (0 + х2 (0-
В данном примере □-*•(■), О (+)• В соответствии с предыдущим па¬
раграфом [см. (16.2)1 оператор Н есть функция логарифмирования log:
Я [s (01 = Я [Si (0 • s2 (01 = log I Si (0 • s2 (0 1 = log sx (0 + log s2 (0,
Si>0, s2>0.	(16.8)
471

В данном случае гомоморфное преобразование с помощью нелинейного
элемента (с логарифмической характеристикой) переводит операцию умно¬
жения в операцию сложения, что и обеспечивает применимость принципа су¬
перпозиции к выходным сигналам.
\	3. Система, осуществляющая преобразование Фурье сигнала, представ¬
ляющего собой свертку континуальных сигналов s-, (t) = s, (t)*s2(t) или
свертку дискретных сигналов s (т) = Sj (т) ® s2 (т).
Известно, что свертке функций времени соответствует произведение их
спектральных плотностей [см. (2.64)]; следовательно, в данном случае □ обо¬
значает свертку * или ®,а О — умножение (• ). Таким образом, для ана¬
логового сигнала
f [s (/)] = f [Si (Q*S. (<)] « f [Si (01 f IS» (t)] = Si (0>)-S2 (©)	(16.9)
и для дискретного сигнала
|[s(m)]=S[Si(m)®s2(m)]=g[s1(m)]-g[s2(m)] = Sx (г)-^ (г),	(16.10)
где \ [ 1, как и в п. 1, обозначает г-преобразование.
В рассматриваемом примере гомоморфное преобразование, переводящее
операцию свертки в Операцию умножения, является линейным (это относит¬
ся как к § [ ], так и к | [ ]). Оба эти преобразования обратимы, так как каждо¬
му прямому преобразованию соответствует однозначное обратное преобра¬
зование. Иными словами, преобразование Фурье и г-преобразование изоморф¬
ны.
Дополнительное гомоморфное преобразование с помощью логарифмиче¬
ской нелинейности (как в примере 2) приводит к сумме функций вида
log Sj (<о) + log S2 («) или log S^z) +log £j(z),
что и обеспечивает применимость принципа суперпозиции.
4.	Система, осуществляющая преобразование операции сложения сиг¬
налов в операцию их умножения.
В § 16.1 показано, что для такого преобразования требуется нелинейный
элемент с характеристикой х (t) — exp [s (t)I [см. (16.3)].
Приведенные выше рассуждения, а также примеры позволяют обобщить
намеченную в § 16.1 систему гомоморфной обработки так, как это показано
на рис. 16.2. Обобщенная, так называемая каноническая система
гомоморфной обработки состоит из трех каскадов.
Первая система D0, в общем случае нелинейная, обладающая свойством
АзЫ9ПМ01=АзМ0]+яа[М01 = *’Ю+*(0.	(ie.ii)
подчиняется обобщенному принципу суперпозиции со входной операцией □
и выходной операцией (+) (см. обозначения на рис. 16.2). Система Dn назы¬
вается характеристической системой гомоморфной обработки.
Система L, являющаяся обычной линейной цепью, удовлетворяет усло¬
вию L [хг (t) + х2 (/)] == L \xt (/)] -)- Ь\хг (/)] = Ух (0 + у2 (t) и выполняет
Рис. 16.2. Каноническая система гомоморфной обработки
472

основную функцию по раздельной обработке (фильтрации) сигналов хх (t)
и * 2 (О-
Наконец, система Dq1, преобразующая операцию сложения в выходную
операцию Q, удовлетворяет условию
Do [У1 (*) + Уг (<)1 = ^о1 [Ух (01 О^Б1 \Уг (<)1 = siBb.x (0 OSsbhx (*)• (16.12)
Преобразование D~l является обратным по отношению к преобразова¬
нию D. Если D — система нелинейная, то и D~l — нелинейная система.
В последующих параграфах поясняется выбор характеристических сис¬
тем Dq и Dq1 для двух классов сигналов — произведения и свертки.
16.3.	ГОМОМОРФНАЯ ОБРАБОТКА
МУЛЬТИПЛИКАТИВНОГО СИГНАЛА
Структурная схема обработки мультипликативного сигнала пред¬
ставлена на рис. 16.1 и описана в §16.1. Наложенные при анализе этой
схемы ограничения — действительные и ненулевые сигналы s, (t) и s2 (t), а
также разнесенность или несущественное перекрытие их спектров не препят¬
ствуют применению гомоморфной обработки в ряде важных для практики за¬
дач. К таким задачам относится, в частности, обработка сигналов телевизи¬
онного изображения. Дело в том, что, как правило, яркость фона на экране
изменяется медленно, а контрастность изображения определяется высоко¬
частотными изменениями сигнала, так что результирующий эффект можно
считать пропорциональным произведению двух сигналов — низкочастотно¬
го sx (t) и высокочастотного s2 (t). По своей природе эти сигналы являются
действительными и положительными функциями времени.
Примерный вид сигналов Sj (t), s2 (7) и s (t) представлен на рис. 16.3, а.
Запишем их в форме
S1 (0 = •Aoi "f ^S1 (0	0) s2 (0 — ^02 ~Ь As2 (0 о,
где А о] и А 02 — постоянные составляющие соответственно функции sx (t) и
s2 (t).
Тогда
s (t) - sx (t)-s2 (t) = A01A02 + A02ASl (0 + A01 As2 (t) + Asx (t)-As2 (t).
В связи с тем, что сигнал sx (t) изменяется в широком динамическом диа¬
пазоне, соответственно изменяется и сигнал s (t). Это предъявляет жесткие
требования к линейности амплитудной характеристики телевизионного трак¬
та. Выгодно ослабить влияние (t) и подчеркнуть сигнал s2 (t), от которого
зависит контрастность изображения. Для выявления возможности такой об¬
работки рассмотрим спектры сигналов.
Спектры исходных сигналов sx (t) и s2 (t) показаны на рис. 16.3, бив.
Дельта-функции относятся к спектральным плотностям постоянных состав¬
ляющих А01 и А02, a Saj (со) и SA2 (со) обозначают спектры переменных со¬
ставляющих Asj (t) и As2 (t).
Спектр результирующего сигнала 5 (t) представлен на рис. 16.4, а. Про¬
изведению As, (t) • д s2 (t) соответствует свертка спектров SAl (со) и SA2 (ел).
С помощью обцчных линейных фильтров можно отфильтровать постоян¬
ную составляющую и низкочастотную часть спектра в полосе от нуля до
П. Однако спектр АД1 (со) * SA2 (со) не поддается разделению с помощью
линейной фильтрации. В этих условиях применение системы, представлен¬
ной на рис. 16.1, оказывается весьма эффективным. Хотя форма колебаний
Xj (t) и х2 (t) на выходе логарифмического преобразователя существенно от-
473

оо
Рис. 16.3. К гомоморфной обработке мультипликативного сигнала:
а) исходные сигналы st(t), s2(i) и их произведение; б) спектр медленно изменяющегося сигнала
Si(/)l в) спектр быстро изменяющегося сигнала s2(t)
оо
Рис. 16.4. Спектр мультипликативного сигнала (а) и спектр того же сигнала после
логарифмического преобразования (б)
474

Рис. 16.5. Амплитудно-частотная характеристика
линейной цепи в системе на рис. 16.1, обеспечи¬
вающая сжатие динамического диапазона и по¬
вышение контрастности изображения
Область I"1 Область частот,
частот; i	определяющая
определяющая контрастность
яркость 1 изображения
личается от исходных сигналов Sj (t) и s2 (t), соответствующие им спектраль¬
ные полосы разнесены на оси частот в такой же степени, что и спектры
SaiH и 5д2 (о) (рис. 16.4, б). В спектре («) преобладают низкие часто¬
ты, близкие к Q, а в спектре Л2 (ш) — частоты, нижняя граница которых
близка к (omln.
Применение линейной цепи L с АЧХ, показанной на рис. 16.5, позволя¬
ет существенно снизить относительный уровень сигнала ух (О-
После обратного нелинейного преобразования D-1 получается новый
мультипликативный сигнал ^Ь1Х (t) — slBSIX (t)s2Bax (0 с требуемым соотно¬
шением уровней slBhIX (t) и s2BbIX (t).	'
Таким образом можно осуществить одновременно сжатие динамическо¬
го диапазона и повышение контрастности изображения.
16.4.	ГОМОМОРФНАЯ ОБРАБОТКА СВЕРНУТОГО
СИГНАЛА
Пусть задан континуальный сигнал s (t) — Sj (t) * s2 (t) и требуется осу¬
ществить обработку, в результате которой выходной сигнал получится так¬
же в виде свертки sBbIX (t) = slBbIX (0*s2Bbix (0. н0 c измененным соотноше¬
нием между составными сигналами.
В данном случае операции □ и о совпадают с * и каноническая форма
системы обработки принимает вид, показанный на рис. 16.6, а.
В соответствии с (16.11) характеристическая система D* должна отве¬
чать условию
Я* [«1 (t)*h (01 - Д* [Si (01 + D* [s2 (t)}.	(16.13)
В отличие от мультипликативного сигнала (см. § 16.3) не существует под¬
ходящей функции для прямой реализации условия (16.13). Можно, однако,
сначала перевести операцию свертки в операцию умножения, а затем произве¬
дение преобразовать в сумму.
Подвергнув входной сигнал преобразованию Фурье, получим [см. (16.9)1
§ [s (01 = S (<о) = S, (®) S, (со).	(16.14)
Следующий шаг — преобразование произведения в сумму с помощью
выражения
log S (ш) = log Sj (ш) + log S2 (&>).
Применив, наконец, к log S (ш) обратное преобразование Фурье, придем
к характеристической системе D*.
Структурная схема D* представлена на рис. 16.7, а. На выходе этой сис¬
темы сигнал
х — flog S («)] = .f-1 [log Sj (m)] + .f-1 [log S2 (w)j = Xj (t) + x2 (t).
(16.15)
475

а) Ж (+) (+)	(+) (+) Ж
Рис. 16.6. Гомоморфная обработка свернутого аналогового (а) и цифрового (б) сиг¬
налов
Функции (1) и х2 (t) по своей форме, естественно, существенно отлича¬
ются от исходных сигналов sx (t) и s2 (().
На рис. 16.8, а представлена обратная характеристическая система/)"1.
Эта система получается из D* заменой преобразования log [ ] на преобразо¬
вание exp [ S.
На вход системы D"1 подается сигнал у (t) = ух (t) -f у2 (1) с выхода
линейной системы L.
После преобразования & [у (1)1 получаются спектральные функции
Yx ((о) и Y2 (ш). Дальнейшее преобразование вида ехр [ ] приводит к произве¬
дению вида eY<(e>)-eY*(“), каждый из сомножителей которого также является
спектральной функцией.
Наконец, обратное преобразование Фурье
оо
«вых<0=~ J eY< <®> eY«(<й) eitot da =slBUX (1)*s2bijx (t)	(16.16)
— oo
определяет выходной сигнал в виде свертки, в которой сигналы sJflblx (1) и
s2Bbix (0 изменены по сравнению с s, (t) и s2 (t) в требуемом соотношении.
Цифровой вариант характеристической системы D% представлен на
рис. 16.7, б.
Сигнал (дискретный) на выходе этой системы определяется выражением,
аналогичным (16.15):
* ^ ~ lir ^ln S zm^ ‘ dz =	^ ln Sl (г) гт~1 dz +
+ 1яГ$>1п S2^2m~‘ dz = х1(т) + х2т.	(16.17)
0J
sit)-
~sf(t)*sz(t) =Sf(<o)-Sz(b}) logS,(w)+ -af(*)+xz(t)
+logS2fc>)
r[ ]
i>og[ ]
x(t)=
-logS^fz)+logS2Cz;
Рис. 16.7. Характеристическая система D, для континуального сигнала (а) и D для
цифрового сигнала (б)	®
476

-г,(о»±гг(о» _е*>*»угло ^1Ъь1Хт*$2шш
Рис. 16.8. Представление систем Dt 1 и D^1 (на рис б в выходном сиг¬
нале должен быть знак ®)
Обратная характеристическая система D®1 представлена на рис. 16.8,6.
Сигнал на выходе всего устройства
«выхИ =	(г,е*‘(г) zm-idz = slBUX(m)(^)s2Bhlx(m).	(16.18)
В практике наибольшее распространение получила гомоморфная обра¬
ботка свернутого сигнала, заканчивающаяся выделением функций xt ((),
хг (t) [или (т), хг (т)\, содержащих в себе всю информацию о входных
сигналах sx (t) и s2 (t) (или sx (т), s2 (т)\. При этом необходимость в гро¬
моздких преобразованиях D*1 или Z)®1 отпадает, а выходные сигналы оп¬
ределяются с помощью соотношений (16.15) или (16.17). <
Главная особенность указанных соотношений — замена спектральной
плотности S (о>) логарифмом S (&>), a z -преобразования S (z) — логарифмом
S(z).
Основанный на логарифмически-спектральном преобразовании метод
привел к новому направлению в теории сигналов, получившему название
кепстральный анализ.
\
16.5.	КЕПСТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ СИГНАЛОВ.
КЕПСТР МОЩНОСТИ
Исторически понятие «кепстр» было определено выражением 1
оо
Cs(<7)= J inlSHfe^do,	(16.19)
— оо
где S (ш) — амплитудный спектр континуального сигнала s (t).
Поскольку S2 (со) имеет смысл спектральной плотности энергии сигна¬
ла s (t) (см. § 2.9), то Cs (q) истолковывается как энергетический спектр функ¬
ции In [S (со)]2.
Но из (16.19) очевидно, что аргумент q этого «спектра» имеет размер¬
ность времени, а не частоты. Этим и объясняется распространение термина
«кепстр», который образован перестановкой букв в термине «спектр». (В за¬
рубежной литературе аргумент называют «quefrency», что по-русски выгля¬
дит как «саЧгота».)
1 См., например: A. Michel Noll. Cepstrum Pitch Determination. — The T. of
the Acoustical Soc. of America, 1967, v. 41 N' 2.
477

Хотя q имеет размерность времени, это особое, кепстралъное время,
поскольку Cs (q) в любой момент q зависит от функции s (t), заданной при
—	оо < t < оо.
Определяемый выражением (16.19) кепстр принято называть кепстром
мощности х. Фазо-частотная характеристика спектра не учитывается
(в § 16.9 будет рассмотрен «комплексный кепстр»).
Кепстры мощности получили распространение при анализе сигналов,
представляющих собой свертку двух функций времени, таких, что после пре¬
образования s (t) по алгоритму (16.19) образуются неперекрывающиеся на
оси q импульсы. В подобной ситуации фазовый спектр составных функций,
образующих свертку сигналов (/) и s2 (i), может не приниматься во внима¬
ние.
Следует отметить, что выражение (16.19) имеет смысл не для любого сиг¬
нала s (t). Действительно, для сигнала с конечной энергией выполняется ус-
оо
ловие J S2 (ш) dco <С оо, из которого следует, что при |со |—>- оо S2 (со) ->-0.
— оо
Но тогда при |о| —*оо обращается в бесконечность |1п 5 (ш)| и интеграл
оо
J In S2 (©) do расходится.
—	оо
Это противоречие в некоторых практических задачах обходят заменой
пределов интегрирования ф оо граничными частотами ± согр, в пределах
которых заключена основная доля энергии сигнала и значение функции
In S2(о) ограничено.
Проиллюстрируем применение кепстра мощности на следующем приме¬
ре. Пусть задан сигнал s (t) на выходе линейного тракта и требуется полу¬
чить информацию об исходном сигнале Sj (t), действующем на его входе, а
также об импульсной характеристике g (t) самого тракта. Связь между тре¬
мя перечисленными функциями времени определяется сверткой
Подобная задача возникает при анализе сейсмических процессов, при
использовании радиолокационных методов определения характеристик сре¬
ды распространения, при анализе сигналов речи и т. д.
В частности, при разработке электронных синтезаторов речи под Si (t)
подразумевается сигнал, о котором известно лишь, что его спектральная
плотность Sx (ш) заключена в некоторой полосе |ш| ^ мтах, а форма АЧХ
характеризуется периодической изрезанностью, однако период пульсации
1/Т (на оси частот), а также амплитуда пульсации подлежат определению.
Об импульсной характеристике речевого тракта g (t) только известно, что ее
продолжительность мала по сравнению с Т, так что передаточная функция
тракта К (со) изменяется плавно по сравнению с пульсацией Si (ш.)
Результаты обработки сигнала s (i) — sx (t) * g (t) по схеме на
рис. 16.9 показаны на рис. 16.10. 1Рис. 16.9. Определение кепстра мощности континуального сигнала по алгоритму (16.19)
1 Применительно к сигналам конечной длительности более уместен термин
«кепстр энергии». Во избежание путаницы здесь сохранена формулировка, получив
шая распространение в литературе.
478

После фурье-преобразова-
ния, определения квадрата мо¬
дуля спектра, а также логариф¬
мирования получаются функции
In Sf (со) и In К2 (w), пример¬
ный вид которых представлен 1
на рис. 16.10, а.
Функции In Sf (со), изме¬
няющейся с периодом ИТ, соот¬
ветствует кепстр Сл (q) в виде
пика на сачтоте Т, медленному
же изменению функции In К2 (®)
соответствует кепстр Cg (q) в
виде импульса, расположенно¬
го вблизи точки q = 0 (об¬
ласть малого кепстрального
времени).
Таким образом можно выявить основную частоту 1/Т, а также получить
некоторую информацию о форме АЧХ речевого тракта.
В отличие от рассмотренной выше упрощенной модели со строго периоди¬
ческой пульсацией спектра Sx (ш) и с постоянной (во времени) передаточ¬
ной функцией К (®) при обработке реальных сигналов речи приходится иметь
дело с «квазипериодическим» процессом, частота которого изменяется во вре¬
мени. То же относится к функции К (®). Путем усреднения спектров по боль¬
шому числу отрезков реализаций, в пределах которых функции S (со) и
К (м) практически неизменны, удается выявить средние частоты и парамет¬
ры тракта, необходимые для синтеза звуков речи.
Составим теперь выражение для кепстра мощности цифрового сигнала.
Основываясь на выражении (16.17), представим кепстр мощности диск¬
ретного сигнала в форме
Cs (m) = ф 1п | S (г) |2 гт-1 dz	(16.20)
или в эквивалентной форме [см. (12.28)]
Я
Cs(m) =Г 1п | S (е'“г) |2 cos (со/пГ) d (<оТ).	(16.20')
2я J
— Я
Вычисление Cs (m), как правило, производится с помощью БПФ. Для
осуществления преобразований, эквивалентных алгоритму (16.20'), посту¬
пим следующим образом. Подвергнем входной сигнал s (t) дискретному пре¬
образованию Фурье по формуле (12.14):
N	j		 2я
S (п) = 2 s(m)e N m"> n = 0. 1. N — 1,	(16.21)
m—0
в результате чего получим N спектральных коэффициентов входной последо¬
вательности (s (m)}.
В § 12.6 было показано, что S (п) совпадает со значением S (е‘“г) в точ-
, 2л
1 кГп	'	-
ке z — е " , лежащей на окружности единичного радиуса:
S(n)=s(e N )—ReS(n)+ tImS(n).
1 См. сноску на с. 469.
О	„Г	Сачтота, о
Рис. 16.10. Логарифмы функций Sf (со)
К2 (со) (а) и соответствующие им кепстры
(б)
479

Рис. 16.11. Определение кепстра мощности свернутого сигнала (цифрового)
Переходя к модулям |S (п)|2 = [Re S (л)]2 + [Im S (л)]2 и логарифми¬
руя, получаем N чисел вида In j S (л)|2.
Применив, наконец, ОДПФ
1
Cs(m)=^~ ^ In| S(л)|2 e N nm, лг = 0, 1, ..., 2N — 1,	(16.22)
V n = 0
найдем кепстр мощности сигналов.
Алгоритм перечисленных выше преобразований представлен на
рис. 16.11.
Вычисление кепстра мощности дискретного сигнала будет рассмотрено
в следующем параграфе.'
16.6.	ОПРЕДЕЛЕНИЕ ЗАДЕРЖКИ СИГНАЛА
В ряде областей техники приходится иметь дело с обработкой сигналов,
являющихся суммой исходного (зондирующего) сигнала и сигнала, отра¬
женного от различных объектов. К таким областям относятся радиолокация,
сейсмология, акустика и др. Сигнал на входе устройства обработки можно
представить в форме
s (пг) = sx (пг) + a sx (пг — лг0), а < 1,	(16.23)
где {S1 (т)}, пг = 0,1,..., N — 1, — дискретизованный зондирующий сиг¬
нал, представляющий собой эквидистантную последовательность отсчетов с
шагом Т; a sx (пг — лг0) — отраженный сигнал, который можно трактовать
как задержанную на время t0 — пг?Т копию исходного сигнала.
Пусть исходному сигналу {sx (пг)} соответствует z -преобразование Sx (z).
Тогда z-преобразование последовательности as, (ш — пг0) будет aS* (z)z_m°,
а суммарного сигнала (s (пг)}.
S(z) = S1(z) + aS1(z)z-m«=S1^)(l+az-"i»)=: S,(z)S2(z).	(16.24)
Из (16.24) следует, что определяемый выражением (16.23) сигнал s (пг)
можно трактовать как свертку s (пг) = s* (m) ® s2 (пг), где s2 (пг) — сигнал,
z-преобразование которого равно 1 + az~m°-
Таким сигналом является сумма двух дельта¬
функций (рис. 16.12):
s2 (t) — б (t) + аб (t — пг0Т).
Это обстоятельство имеет фундаментальное
значение, так как показывает, что широкий класс
задач в перечисленных ранее областях, в кото¬
рых приходится иметь дело с отраженными сиг¬
налами, сводится к обработке свернутых сиг¬
налов.
оо	оо
^ySz(t) ^
m
afCt-mg
0	m0T t
Рис. 16.12. Сигнал б(/) +
+аб(/—т0Т)
480

Существенно, что множитель S2 (г) = (1 + аг-т») в выражении (16.24),
учитывающий задержку отраженного сигнала т0Т и коэффициент отраже¬
ния а, от структуры спектра исходного сигнала не зависят.
Обратимся к (16.24) и, учитывая, что контур интегрирования в (16.20)
совпадает с окружностью единичного радиуса на г -плоскости, подставим в
множитель (1 + az-,n°) вместо г переменную ешт.
Тогда
| S2 (е,<йГ) | = | 1 + а е—1<лт0 г|-2_^_|_ае_ ;wm„	а eiam0 _
= 1 4-a2-f-2acos(co/n0T).	(16.25)
Таким образом, выражение (16.24) позволяет составить следующее со¬
отношение:
| 'S(e'“r)|2 = | % (е‘")Т) Г [ 1 -f a2 + 2а cos (сот0 Т)].	(16.26)
Из (16.26) видно, что наложение задержанной копии ast (т — т0) на
исходный сигналя! (т) создает эффект модуляции спектра энергии ^ (е<'шГ)12
по закону 1 + о? + 2а cos (сот0 Т). Глубина модуляции определяется ко¬
эффициентом 2а/(1 + а2), а период модуляции равен 2л/т0.
С аналогичным явлением мы встретились в примере предыдущего
параграфа, где спектр энергии исходного сигнала также являлся периоди¬
ческой функцией со.
Прологарифмировав выражение (16.26), получим
1п | "S(е'(оГ) |2 = 1п | C(e<wr)l2 + ln[l+a2 + 2acos(comor)].	(16.27)
Примерный вид слагаемых правой части показан на рис. 16.13.
Вычислим кепстр мощности по выражению (16.20'), которое на основа¬
нии (16.25) —(16.27) можно записать в форме
я	л
Cs (т) — f 1п | Sj (е‘ыТ) |2 cos (пгыТ) d (соТ) -)—— Г In | 1 +
2я j	2л J
— я	—я
+ ае~<ш»ыТ |2 cos (пгыТ) d (соГ) =Csl (m) -j-Cs2 (пг).	(16.28)
Как видно, информация о задержке i0 содержится в кепстре Cs2 (tn),
поэтому вычисление начнем именно с С82 (т), не уточняя пока структуры
сигнала st (т) и кепстра С81 (т).
16 Зак ,1326
481

Основываясь на выражении (16.25), получаем
In 11 +ae~im'аТ |2== In (1 |ае"||Л'шТ) + In (1 +a eim«(оГ).
Так как lae-‘m«u>T |<; 1, можно воспользоваться разложением
In (1 + х) = х —х2/2 + х8/3 —...
Тогда
In | 1 -j-ae~im«a>T |2 = Ct (е —г’т»	0)Г)  .. (е — t2m0 (от _|_ei2m„
+ -2— (е~ ‘Зш«йГ е'3т»<°г) —... = 2a cos (т0	—a2 cos (2 т0 соГ) +
3
+ — 2 cos (3 т0 о)Т)~...
3
Подставив этот результат во второе слагаемое в правой части (16.28),
получим
Я
х
— я
Cs2 (/п) = a I J cos [(m— m0) coT] d (coT) +	j" cos [{m + m0) юГ]
—' Я
cos [(/«— 2m0) озТ] d (coT) +
x^l-f l-irf
+
2n
)
J cos [(m+2m0)<oT] d (<oTn +...
— Я
Очевидно, что Cs2 (m) отлично от нуля только в точках m = ± т0,
т — ± 2 т0 и т. д., причем
Cs2(ffi0) = Cs2(—ш0) — a, Cs2(2п10) = Cs2(—2т0)~	о?/2, Сз2(Зт0) —
= Cs2(— 3m0)=a3/3, ...
Кепстр Cs2 (m) представлен на рис. 16.14. Истинная задержка опреде¬
ляется по положению первого пика.
Найденный выше кепстр Cs2 (т) наблюдается на фоне кепстра Csl (/и)
исходного сигнала. Для надежного определения t0 требуется достаточное
превышение Cs2 (т) над Csl (т), а также разнесение их на оси кепстрального
времени тТ. Важно, чтобы кепстр Csl (m) концентрировался вблизи начала
отсчета кепстрального времени. Кроме того, кепстр Csl (m) должен быть сво¬
боден от ложных пиков. Степень выполнения этих требований зависит от
структуры спектра ^ (ы) исходного сигнала ((). Некоторые соображения по
этому вопросу приводятся в следующем параграфе.
«1
у
■Т ~1то
1т0 J
~Ът0 | -та 0 т0 J Ъщ
Рис. 16.14. Кепстр С,2(т) при а=0,8
482
Рис. 16.15. Сигнал st(t)=Ate~bt, нормиро¬
ванный к величине Afb, ЬТ=0,05

16.7.	ПРИМЕР ОПРЕДЕЛЕНИЯ ЗАДЕРЖКИ
СИГНАЛА
Для иллюстрации метода воспользуемся сигналом Sj (t) в виде импульса
(рис. 16.15)
s1(t) = Ate-», 5>0, t >0.
Импульс (t) достигает своего максимума при bt — 1, так что амплиту¬
да импульса slmax = {Alb) bte~bt = {Alb) e _1.
Спектральная плотность выбранной функции
S (со) = A l{b+ m)a.	(16.29)
Имея в виду цифровую обработку, переходим к дискретному времени
t = тТ\ тогда
s1{m) = ATme-bTm, m — 0, 1	N— 1,
и максимальное значение отсчета сигнала Sj (I) получается при m = 1/ЬТ
(см. рис. 16.15).
Перейдем от спектральной плотности (16.29) к г-преобразованию
^	N-1	N—1
Sj (е1(оГ) = АТ 2 rnz-bTmz-laTm = AT V те~<ьт+шт) m (16.30)
m=0	m=0
Получилась арифметико-геометрическая прогрессия.
Шаг дискретизации 7 зададим из условия, чтобы на длительность им¬
пульса приходилось достаточно большое число отсчетов N, а постоянную b —
— из условия Ner-bT 1. При этом верхний предел суммирования N— 1
в выражении (16.30) можно заменить на оо, что приводит к простому резуль¬
тату
и
(ei<or) АТ е-ьт е- шт1{\ — е~ьт е~шт)2.
Модуль полученной функции
	АТ е~ьт
1 —2 e~bT cos соТ-)-е — 2ЬТ
(16.31)
(16.31')
In] Sj (е‘“0\2=1п (ATf- 257 — 2 In (1 — 2 e~6r coscoT+е_2ЬТ).
Применив к этому выражению формулу (16.20'), получим1:
при m — 0
JT
Csl (0) = 1 п (АТ)2— 257 — 2 -i- j 1П (1 — 2 е ~br cos сот + е -2bT) d (со7) =
о
= In (АТ)2—257;
при тф 0
Я
с л И * —2 ~ j In (1 — 2 е- w cos ©7 + е - *cos (оты7) d (©7) -
О
_	2_ /	^ е— 2&mr\	е_ 2ЬтТ'
я \ m	) m
1 См. [31], формулы (4.224.14), (4.397.6).
16*
483

Вычислим CS1 (т) для следующе¬
го частного случая: ти = 5 мкс, N=
— 128, Т — тиА/Уяй40 нс, e~bt =0,9Ь,
ЬТ г» 0,05, 6 = 1,25- 10е.
Кепстр Csl (m) представлен на
рис. 16.16. На том же рисунке пока¬
зан кепстр CS2 (m), соответствующий
коэффициенту а = 0,8 и задержке
t0 = гп0Т при т0 = 5. Как видно из
этого рисунка, кепстр Сп (т) концен¬
трируется вблизи точки т = 0 и
монотонно убывает с возрастанием т.
При to > 5Т обеспечивается сущест¬
венное превышение Cs2 (m) над
CS1 (m), что открывает возможность
измерения весьма малых задержек
даже при наличии помех. В данном
примере минимальная измеряемая
задержка t(, составляет всего лишь
~ 5% от длительности импульса.
Для реализации такого же разрешения путем укорочения зондирующе¬
го импульса его длительность должна быть не больше ~0,25 мкс.
Сопоставим полученный результат с тем, который можно получить с по¬
мощью метода корреляционной функции. Заметим, что структурная схема,
показанная на рис. 16.11, отличается от схемы рис. 12.44 только наличием
операции логарифмирования. Определим корреляционную функцию сигна¬
ла s (m) = Sj (т) + asj (т — т0) выражением
Рис. 16.16. Кепстр Csi(m) сигнала S|(0,
показанного на рис. 16.15 и кепстр
С,г(т) при a = 0,8 и задержке t0 =
= т0Т=5 Т
Bs(m)=-~ Г | S (е'“г) | cos (maT) d (а>Т).
Z71 J
— я
С помощью процедуры, использованной при выводе выражений (16.25)—
(16.28), нетрудно прийти к следующему результату:
Bs (пг) = (1 + a2) Вл (m) +aBsl (т—т0) + аВа1 (т + гщ).
Даже при a 1 и отсутствии помехи определение задержки по функции
Bs (т) возможно лишь при задержках t0, не меньших чем ~ ти/2. Этот ре¬
зультат иллюстрирует эффект, обусловленный введением операции логариф¬
мирования перед преобразованием Фурье.
Итак, кепстральная обработка позволяет существенно облегчить
определение задержки. Однако этот выигрыш достигается весьма до¬
рогой ценой. Требуется применение широкополосного тракта обработки с
очень низким уровнем шумов, поскольку уровень спектральной плотности
полезного сигнала в центральной части диапазона 0, ИТ чрезвычайно низок.
Так, при соТ — 0
j (е‘°) Г ** (АТ)2
а на частоте соТ = я
Me'*)!
е-2 ЬТ
(ЛТ)2
(1_е-м)4
(ЬТ)* ’
е-2 ЬТ
(ЛГ)2
0+е-6г)4 '
V 2*
(16.32)
(16.33)
484

Отношение |St (е‘я) |2/|Sj (е‘°) |2 при ЬТ = 0,05 уменьшается до (0,05/2)4 «
« 4- К)-7 -»— 64 дБ.
Задача существенно облегчается при использовании сигналов, спектр
которых убывает пропорционально 1/со [а не 1/со2, как в (16.29)1.
16.8. ВЛИЯНИЕ ПОМЕХ
Кепстральная обработка, основанная на логарифмической нелиней¬
ности, весьма чувствительна к воздействию помех. Для оценки допустимого
уровня помехи рассмотрим следующую модель: входной сигнал s (t), дли¬
тельность которого Тс и спектральная плотность 5 (со) известны, действует
на фоне помехи х (/), являющейся стационарным случайным процессом с за¬
данной спектральной плотностью мощности Wx (со).
Отношение сигнал-помеха на входе устройства определим как отношение
соответствующи х энерги й;
сигнала
ОО
3S= J S2 (со) dco;
(16.34)
— 00
помехи
ОС
Эх-Тео1 = Тс-^ Г (©)<*»,
(16.35)
— 00
• где ах — средняя мощность помехи, которая действует на отрезке времени
Тс, совпадающем с длительностью обрабатываемого сигнала s (t).
Из последнего выражения вытекает, что величина TCWX (со) имеет смысл
спектральной плотности энергии помехи.
Таким образом, отношение
т](со)=52(со)/Тс Wx((o)	(16.36)
характеризует отношение спектральных плотностей энергии сигнала s (t)
и помехи х (t) на входе устройства.
После дискретизации s (t) их (t) с шагом Т функция S2 (со) преобразует¬
ся в Sf (со) = 1 S2 (со), a Wx (со) — в WxT (со) = 1 Wх (со) (см. § 2.17),
но их соотношение остается прежним, поэтому функцию т) (со), записанную в
форме (16.36) или в несколько иной форме
Л («>) =
■Ц (со)
Tr WxT (.,>)
Sf. (со)
Г с Wv (со) /Т2
S\ (со)
N = TC/T,
(16.37)
можно трактовать как отношение энергетических спектров сигнала и поме¬
хи на входе логарифмической нелинейности.
Для выявления взаимодействия сигнала и помехи в указанной нелиней¬
ности обратимся к структурной схеме на рис. 16.11 и допустим, что на полез¬
ный сигнал s (t) накладывается (аддитивно) одна из реализаций случайного
процесса х (t).
После дискретного преобразования Фурье (на выходе БПФ) получим
совокупность спектральных коэффициентов {Yr («)}, п — 0. 1	N — 1,
где
Yr(«) = Sr(rt) + Xr(«),
485

причем случайная величина Xг (л) е^хп — спектральный коэффициент
(комплексный) реализации х (t) на дискретной частоте со = пщ.
Определим квадрат модуля
| Yr (ft) |а = [Sj- (л) 4- Хг (л)] [Sr (л) 4- Xf (л)] =
= Sf (л) + Kf (ft) 4~St (ft) Хт (ft) cos (0sn 0ЖП) —Sf (ft)
X
1 +
(n) X т (n)
Sf (n)+Xf (n)
COS (0sn 0*n)
Xf (n)
Sf (n)
X
а после логарифмирования получим
In | Yr (л) |2 = lnSH«) + ln
1 +
Xf(n)
Sf (n)
+
4-In 1 4
ST(n)XT (»)
Sf (n) +Xf (n)
COS [0sn 0„„) .
Применение к совокупности {In Sf (л)}, n=0,l,..., X—1, ОБ11Ф дает
в соответствии с (16.22) истинный кепстр сигнала s (t), остальные же два сла¬
гаемых приводят к ложным отсчетам.
В реальных условиях кепстральная обработка имеет смысл при значи¬
тельном превышении сигнала над помехой. Это позволяет упростить оценку
влияния помехи.
Во-первых, при статистическом усреднении по множеству реализа¬
ций слагаемое, содержащее множитель cos (0sn — 0Х)1), обращается в нуль,
поскольку начальная фаза помехи Qxn случайна и равновероятна в интерва¬
ле Л 0 Л •
Во-вторых, при выполнении условия Sf > NWX («)/Т с вероятностью,
близкой к единице, справедливо неравенство Xf (ri)/Sf (n) С 1- Поэтому
можно исходить из приближенного равенства
In [ 14- Xf (n)/Sf (л)] » Xf (n)/Sf (n) « 1.
Если указанное неравенство выполняется для всех значений п или, что
то же, для всех частот спектра в диапазоне от со = 0 до © = я IT, то ошибка
при определении кепстра незначительна. Степень сложности выполнения
этого требования при заданном сигнале s (t) зависит от формы энергетиче¬
ского спектра помехи.
Наиболее сложная ситуация возникает при помехе в виде белого шума.
В этом случае величина
Wx(a)/T=Wx0/T = a I
есть не что иное, как средняя мощность белого шума в полосе частот 1/Т, так
что отношение (16.37) принимает вид
tl(©) = SH<o)/Mj*.	(16.38)
С повышением © функция Sf (©), а следовательно, и т} (©) быстро убы¬
вают.
Проиллюстрируем это на примере сигнала Sj (t) из предыдущего парагра¬
фа, когда под пометой подразумевается шум квантования в АЦП.
Составим отношение, аналогичное (16.38), при замене Sf (©) на
|Sj (eitor)|2 Основываясь на (16.ЗГ), получаем
тЦ©) =	(ATeZ^	__1_ _
(1— 2e~bT coscoT-f- e-2fcr)2 Nof.
486

Целесообразно выразить ц (со) через отношение полных энергий сигнала
и помехи на входе логарифмической нелинейности:
00 00
= | sUt)dt = A^ ре-г*сИ--£-, Эх=а\ ти = а£ NT,
Эз _ А* 1	{АТ)*	, ..	4 (ЬТ)*е~2ЬТ	Э«
Эх 4*> a* NT 4(bT)*No% ’	' (l -2e~bT cos шГ + е-2"7')2	’
Потребуем, чтобы в точке <оТ — л, в которой спектральная плотность
минимальна, выполнялось условие т) (со) = 10. При ЬТ — 0,05 это условие
приводит к равенству
10_4.(0’05)з°,9 Эа
~~ (1 + 0,95)* Эх
или
Э,/Э,«3,1-10»-»-55 дБ.
Реализация устройства кепстральной обработки при столь жестком тре¬
бовании к ЭВ!ЭХ является сложной проблемой. Для ее упрощения целесооб¬
разно, как ранее уже отмечалось, применять сигналы со спектром, убываю¬
щим медленнее, чем в рассмотренном примере. Но при этом следует помнить,
что при неизменном шаге дискретизации Т снижение скорости убывания
спектра приводит к ошибкам измерения из-за перекрытия спектров на участ¬
ке вблизи точки соТ = л.
Для ослабления влияния шумов на результат обработки функцию
In |S (п)|2 перед ОБПФ (см. рис. 16.11) обрабатывают спектральным «окном»,
выделяя те составляющие, где г] (ы) > 1. При этом разрешающая способ¬
ность в кепстральной области определяется функцией «окна».
Известны и иные способы повышения разрешающей способности, при
которых вместо ОБПФ используются современные методы спектрального
анализа (спектрального оценивания), такие как авторегрессионные методы,
метод максимальной энтропии и др. 1.
Сущность этих методов заключается в определенной экстраполяции из¬
меренного процесса вместо того, чтобы полагать процесс равным нулю за
пределами спектрального окна.
На основе исходного дискретного сигнала (в рассматриваемом случае
ln|S (п)|2) строится адаптивный фильтр, согласованный с сигналом, причем
степень согласования зависит от априорной информации о сигнале.
16.9.	КОМПЛЕКСНЫЙ КЕПСТР
В задачах, требующих не только определения задержки и относитель¬
ного уровня отраженного сигнала, но и выявления формы сигналов, необхо¬
димо учитывать их фазовые характеристики. Поэтому при определении кеп-
стра следует исходить из комплексной спектральной плотности сигнала, а
не только из ее модуля [как в выражениях (16.20)—(16.28)].
1 См.: 1) Аввакумов С. Ю., Александров А. И., Метелкин В. Н., Финкельштейн
М. И. Кепстральиая обработка сигналов в задачах подповерхностной радиолокации. —
Радиотехника и электроника, 1984, т. 24, № 11,; 2) ТИИЭР. Тематический выпуск
«Спектральное оценивание», 1982, т. 70, № 9.
487

Комплексный кепстр континуального сигнала s (t) определяется выраже¬
нием
оо
Cs (q) =	j* In S (со) e‘Mi? dw,
— ОО
а дискретного сигнала s (т) — выражением
Cs (т) =	(£ In S(z)zm~'dz
2т J |г|= 1
(16.39)
(16.40)
или эквивалентным ему выражением
я
Cs (т) = ~~ J In s'(e‘<or) еттТ d (о)Т).	(16.41)
— Я
Преобразования сигнала s (t), приводящие к Cs (q), представлены на
рис. 16.7, а; аналогичные преобразования дискретного сигнала s (пг) пред¬
ставлены на рис. 16.7, б.
Отмеченное в § 16.5 требование сходимости интеграла в выражении
(16.9)	относится также и к определению комплексного кепстра. Главной же
особенностью комплексного кепстра является его зависимость от неоднознач¬
ного аргумента комплексного логарифма, так как е/0<! <ш) = е‘е® <ш>+‘*2я1 где
k — любое целое число.
Этот вопрос рассматривается в § 16.10. Можно, однако, привести боль¬
шое число сигналов, для которых указанные затруднения не существуют.
Это особенно относится к дискретным последовательностям, а также к сиг¬
налам, выраженным через дельта-функцию.
НаприМер, для основного испытательного сигнала s (t) = б (t) очевидны следую¬
щие равенства:
S (со) = 1, In S (со) =0, Cs (?) = 0.	(16.42)
Таким образом, кепстр Cs (?) дельта-функции б (t) равен нулю. В данном случае
кепстральное преобразование полностью подавляет дельта-функцию.
Кепстр той же функции, взятой с весом а, т. е. при s (t)	аб (t), а > 0,
S (со) = a, In S (со) = In а
и
ОО
cs(q)~~Z— f In а eIK* dco=lna8(?).	(16.43)
При а < 1 весовой коэффициент In а отрицателен, при а > 1 — положителен.
Пусть сигнал s (t) задан в виде последовательности
s
(0= 2
п— 0
—г б (t — nt0), to > 0.
п\
Тогда
S (со) = 2
п = 0
-J e-in<at9
п\
00
а с учетом соотношения ^ xk!k\ = ех
к= 0
S(co) = exp(e i(ot°), In S (со) = e lat°,
488

е~ш° е,<0<? c/co = fi (q — h).
(lfi.44)
Ca(q)~L J
	О
Кепстр рассматриваемого сигнала s(t) содержит всего лишь один импульс б {q—
— t0), задержанный (на оси q) на время /0.
Приведем еще пример континуального сигнала вида
s(t) = \/nt, —оо < t < оо ,
для которого спектральная плотность
S (со)
я
Г cos оit
J
=• —i при со > О,
* + / при ш < О
(см. § 3.9, с. 93).
Учитывая, что=Р( = ет'я/2 и In (е^131^2) = + ся/2, получаем
,	„ , ,	( —in/2 при со >0,
In S (со) = (	к
( + ся/2 при m <0.
Таким образом, In S (<в) отличается от S (со) только коэффициентом л/2 из чего
следует, что кепстр рассматриваемого сигнала s (t) = l/nt
я
Cs (q) =
J	I_
nq	2q '
В данном примере кепстральное преобразование не изменяет формы функции.
Приведем еще пример сигнала вида
s (/) = а /я (а2 + /2),
для которого спектральная плотность S (со) = е и In S (со) = — а|ш|.
Запишем это выражение в следующей эквивалентной форме:
In S (со) =
—а{ — с) (/со) при (о > 0,
—а( + /) (/со) при со < 0.
От предыдущего примера In S (со) отличается множителем /со, соответствующим
операции дифференцирования, а также заменой л/2 на а; следовательно, обратное пре¬
образование Фурье, определяющее кепстр, дает
С;
а
Щ2
16.10.	СВОЙСТВА КОМПЛЕКСНОГО КЕПСТРА
Одной из основных операций при определении кепстра является лога¬
рифмирование спектральной плотности входного сигнала. Рассмотрим этот
вопрос сначала с позиции континуального сигнала s (t), спектральная плот¬
ность которого S (со) = S (со) e:0s (<0).
Логарифм этой функции следует записывать в общей форме
In S (со) = In S (со) + z'0s (со) = In S (со) Ц- i [0S ,.л (со) + к2л].	(16.45
Предполагается, что ФЧХ спектра 0S (со) — непрерывная антисиммет -
ричная функция со, а 08гп (со) — главное значение аргумента, определяемое
«по модулю 2л», т. е. с отбрасыванием целого числа 2л, так что |0ЗГЛ|^ л-
Неоднозначность можно устранить, основываясь на непрерывности
функции 0S (со) и задании ее значения на какой-либо фиксированной частоте.
Из-за нечетности функции 0S (со) целесообразно положить 0S (0)=0
Продифференцируем In S (со) по частоте:
In S (со)
dm
1 dS (со)
S (со) dco
(16.46)
489

Тогда функцию In S («) можно определить с помощью интеграла
In S
1
S (со)
dS(co)
dco
d(о,
(16.47)
имея в виду, что при 0S (0)=0 и нормировке 5 (0) = 1 1п 5 (0)=0.
Определенная таким образом функция In S (со) является однозначной.
Используем аналогичный способ устранения неоднозначности комплекс¬
ного логарифма для дискретного сигнала.
Логарифмическая производная по аналогии с (16.46)
— In S(z)
или
_1	dS(z)
S (г) dz
Y'(z)-=S'(z)/S(z),	(16.48)
где штрих обозначает производную по г, a Y (г) = In S (г) рассматривается
как z-преобразование, которое можно записать в виде ряда
У (z) = In S (г) =	^ У(т)2~т.	(16.49)
т — —сю
Заметим, что применив к (16.49) обратное z-преобразование, получим
у (т), которое есть не что иное, как искомый кепстр (комплексный). Однако
предварительно необходимо устранить неоднозначность комплексного ло¬
гарифма In S (z). С этой целью продифференцируем (16.49):
00
Y'(z)= 2	(-m)</(m)z—‘ = S'(2)/S(z)
т = —-со
и умножим У' (г) на г:
т
гУ'(г) = 2	[— my(m)]z-m-zS’ (z)/S(z).
т — —оо
Входящий в это выражение ряд по отрицательным степеням г представ¬
ляет собой z-преобразование последовательности {— ту (т)}, поэтому с по¬
мощью (16.40) получаем
-ту(т) ■■
2ni
ф[г?' (z)/S(z)]zm-i dz,
у И
—i—(б^'
2nim J
(z)/S (z)]zm dz.
(16.50)
Найденное таким образом значение у (т) можно обозначать символом Cs,
аналогичным обозначению кепстра мощности Cs.
Приведенные рассуждения справедливы при условии, что окружность
единичного радиуса на z-плоскости входит в область сходимости функции
^ч
In S (z). Заменив контур интегрирования С на |z| = 1, перепишем (16.50) в
форме
490

y(m) = —-i- f [?'(ei'“r)/S'(ei'“r)]e‘“r('«+l)d(©r)=Cs(m))	1.(16.51)
2Я/Я J
— Л
Итак, комплексный кепстр найден без обращения к логарифму и, сле¬
довательно, однозначно.
При т—0 значение кепстра можно определить непосредственно из
второй части выражений (16.41):
с, (0) = У (0) =	] bS (e“*T)d (соТ) «
— 71
1 П
= — J (In|”s (ei<or) | +i argS (е‘“г)] d(aT).
— 71
Поскольку arg S (e'“r) является нечетной функцией частоты, полу¬
чаем:
C»(°) = ‘ir l lnlS(e'“0|d(<B7’).	(16.51')
— 71
Наряду с описанным методом, основанным на логарифмической произ¬
водной, широко распространен метод прямого вычисления комплексного ло¬
гарифма с помощью БПФ. При этом используются соотношения
t w_l	^	N~x
у(пг)—— ^ 1п8(п)е'(2я^),ш = — ^ {lnS(©) +
л=0	п=0
+ П0вгл(со) + 6.2я]}е«>- m — 0, 1,..., N — \.
Главное значение аргумента 08гл (со) вычисляется на ЭВМ непосредст¬
венно с помощью стандартной программы. Это главное значение фазы затем
«разворачивается» так, чтобы получились отсчеты из непрерывной ФЧХ
спектра сигнала. Непрерывная ФЧХ 0S (со) и отсчеты 0S (п А со) показаны на
рис. 16.17, а, а главное значение 08гл (со) — на рис. 16.17, б.
&S Г Л ftOJ
Рис. 16.17. Устранение неодно¬
значности фазы 0„(ы):
а)	непрерывная ФЧХ 6з((0);
б)	главная часть фазы; в) коррек¬
тирующая последовательность
491

В пределах одного интервала А со набег фазы значительно меньше л.
На частотах со = пДсо, где скачоч 0Я (со) превышает 4-я, для восстановления
истинного аргумента требуется добавить — 2я; соответственно при скачке
— я требуется добавить -f 2я. На рис. 16.17, «изображена корректирующая
последовательность, добавляемая к последовательности 0ЯГЛ (л).
В заключение рассмотрим важный для практики случай входной по¬
следовательности {s (m)}, m ^ 0, когда z-преобразование (одностороннее)
определяется выражением
'§(г)= 2 s(m)z~m,	(16.52)
m = О
✓s
причем полюсы и нули функции S (z) расположены внутри единичной окруж¬
ности, т. е. радиус сходимости ряда (16.52) r0 < 1.
Подобные последовательности называются минимально-фаз о-
в ы м и, по аналогии с системами, передаточная функция которых К (г)
имеет особые точки (полюсы и нули) внутри круга |z| = 1 (см. § 15.9).
Таким образом, модуль и аргумент z-преобразования минимально-фа¬
зовой последовательности однозначно связаны, а комплексный логарифм
In S (е‘шТ) = 1п | S (е*®7) | + iOs (со)
обладает тем свойством, что его действительная и мнимая части образуют па¬
ру преобразований Гильберта. В этом случае комплексный кепстр можно
вычислять по формуле
Cs (т) — у (т) = 2 х
2я
I
— Я
In 1S (е'“г) (cos (тмТ) d (©7),
которая отличается от (16.20') только степенью |S (e‘w)l в аргументе лога¬
рифма.
Из последнего выражения видно, что комплексный кепстр минимально¬
фазового сигнала s (m) равен кепстру мощности Cs (пг) того же сиг¬
нала, и для его получения можно воспользоваться схемой, представленной
на рис. 16.11.
Простейшим примером минимально-фазового сигнала является s (f) =
✓*ч
= e~at, 0, с z-преобразованием S (eto<) — 1/(1 — e-at-eia>T), име¬
ющим нуль z0 = 0 и полюс zp = e~at < 1 [см. (12.22)].
Сигнал s (/) = Ait~bt, рассмотренный в § 16.7, является другим при¬
мером минимально-фазового сигнала.
16.11.	НЕКОТОРЫЕ СВОЙСТВА КНПСТРАЛЬНЫХ
ПРЕОБРАЗОВАНИЙ
По аналогии с теоремами о спектрах, изложенными в §2.8, рассмотрим связь между
некоторыми преобразованиями исходного сигнала s (t) и преобразованиями кепстра.
Установление этих связей представляет интерес в основном применительно к комп¬
лексным кепстрам.
1.	СДВИГ СИГНАЛА ВО ВРЕМЕННОЙ ОБЛАСТИ
Пусть исходному сигналу st (t) со спектральной плотностью Sx (ы) соответствует
кепстр СЯ1 (q). При задержке сигнала на t0 получим функцию времени s2 (/) = Sj (/ —
— /0) со спектральной плотностью S2 (ы) = e,~‘t‘>*0S1 (со), логарифм которой
In S2 (ы) = — го)/0 + In Sj (со).
492

Второму слагаемому соответствует кепстр Cj (q) исходного сигнала st (t), а первое
слагаемое в соответствии с (16.39) приводит к следующему кепстру:
С го (?)
1
2я
00
f
гы ег0>? dw.
(16.53)
Учитывая, что функции fi (q) соответствует спектральная плотность, равная еди¬
нице, множитель /со можно рассматривать как спектральную плотность функции
— б (q). Тогда (16.53) определяет функцию ~ б (</), и, следовательно,
dq
dq
Сго (?) = — <о — б (<?).
dq
(16.54)
Таким образом, кепстр сигнала s2 (/) = st (t — /0)
CS2 (?) =—~ б (?) + Ся (?).	(16.55)
dq
Из сопоставления (16.55) и (16.54) вытекает, что кепстр смещенной дельта-функции
б (t — t0) равен — t0 — б (q). Оперирование производной дельта-функции затрудни-
dq
тельно, однако при обработке сигнала можно исключить участок кепстрального вре¬
мени в окрестности точки q = 0.
Рассмотрим соотношение между Cs2 (от) и CS1 (m) для цифрового сигнала s2 (от) =
= Sx (т — от0).
Основываясь на методе г-преобразования, получаем
(е‘“Г) =	$(е‘“г).	\п% (с‘'“г) = — гот0 ыТ+ In^(с''иГ).
Применяя к этому выражению обратное z-преобразование по формуле (12.28), по¬
лучаем
Cs2 [щ) — '
• 1Шл
2п
л
J
аТtima>T d (шТ) + Csi и,
где CS1 (от) — кепстр сигнала % (от), а
я
*imx dx.
Сго (от) = —im0
1
2я
J хч1п
— я
При m — 0 интеграл обращается в нуль, так что
Сг„ (0)=0.
При от ф О
Я	_	Я	я
| xe!m* dx = J х cos (mx)dx+i J [x sin (mx) dx =
—я	—я	—я
sin (ли)—отя cos (тя) „ л
	= — 2г — cos (отя)
от2	от
— 2i
и
Сго (m) =
im0
2л
-2i —cos (mn)
m
m
Таким образом, при тФ О
т о
См (/я) =	(— 1) +CSi (от).
т
Как видим, в случае цифрового сигнала кепстр Cs2 (т) задержанного сигнала от¬
личается от CS1 (от) лишь знакопеременным сигналом	(—l)m_1, убывающим с воз-
tit
растанием от; в точке от = 0 Ct0 (0)= 0 и дельта-функция не возникает.
493

2.	ИЗМЕНЕНИЕ МАСШТАБА ВРЕМЕНИ
Пусть sa (0 = st (tit), п > 0.
В соответствии с § 2.8, п. 2
S2 (со) = —■ St (ы/п) и In S2 (ы) =—In (я) -f- In Sj (o)/n).
fl
Кепстр сигнала s2 (t)
OO
C's2 (<?)- — In (ft) ~~ J eiw> dw +
+ —— Г In Sj (ai/ra) е'ш<? dw = —In (я) 6 (q)-\-n CS1 (nq).
Изменение масштаба времени t приводит к такому же изменению масштаба кепст-
рального времени q\ кроме того, возникает функция 6 (q).
При дискретизованном сигнале изменение масштаба времени означает изменение
шага Т при неизменном числе отсчетов N (что необходимо для сохранения формы сигна¬
ла).
Положим Т2 = пТг, п > 0, и запишем выражение (12.20) для г-преобразования
сигнала s2 (t)
N— 1	N- 1
S^(e‘<°r)= 2 % И e-'“r,= 2 s2(m) t~ianT\
m=0	m=0
При сжатии или растяжении исходного сигнала отсчеты функции st (t) сохраняют
свое значение (при N = const).
Таким образом,
S2(e
1(0 Тг)
Ny' sL (m) е~‘ <№п> т‘ =% (е‘'“”г*)
т — О
и кепстр
С«2 (^) —
_1_
2я
я
J In Si (ein<aTl) cos (mtuoTJ d (жв7\).
- я
Переход от шага дискретизации 7\ к Г2 = пТг не изменяет структуры кепстра.
Изменяется лишь диапазон частот со, соответствующий одному обходу окружности еди¬
ничного радиуса на г-плоскости (от—п/Ть n/Tt до — я/я7\, nlпТt). Соответственно
изменяется и масштаб кепстрального времени; интервалы между отсчетами кепстра на
оси q будут Т2 = nTv
3.	СМЕЩЕНИЕ СПЕКТРА СИГНАЛА
Применим преобразование Фурье к произведению
”в(0=«(0 е*®*',
где s (t) — «медленная» (модулирующая) функция со спектральной плотностью S (w);
е(0>0/ __ неСущее колебание.
Повторяя рассуждения, приведенные в §2.7, п. 3, придем к спектру
00
Sa(to)= J s (0 eici>“fe-iwf dt=S ((D—(Do).
— 00
То гдр
*
In Sa ((D) = In S ((D—(Do)
и кепстр сигнала a (t)
00
C0 (<?) —V Ins ((0—(Do) e“017 dm.
494

Перейдя к новой переменной Q = со — ы0, получим
СО
С0 (?) = -^- j* Ь S (Q) еш« dQ =CS (q) e‘'m*?,
— оо
где Cs (q) — кепстр исходного сигнала s (/).
Итак, для определения кепстра Са (q) модулированного колебания а (I) достаточно
умножить кепстр Cs (q) модулирующей функции на е;°'”'7. В этом смысле эффект мо¬
дуляции — домножение сигнала на несущее колебание проявляется одинаково для
а (/) и Са (q).
4.	ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ И ИНТЕГРИРОВАНИЕ СИГНАЛА
Сигналу s (/)=-S-li-— соответствует спектральная плотность S (ы) = io)S1 (ы)
dt
и логарифм
In S (ft)) = In (tea) + In Sj (ы).
Поэтому
ОО
c*{q) ='~h Iln (,w) е'и<? dq+c«(q)=ся-ф (9)+c« (?)•
При дифференцировании сигнала st (t) к кепстру C81 (q) добавляется кепстр
Сдиф (д), который запишем в форме
ОО
Спектральной плотности (In i(i))/ie) соответствует оригинал1 — (у + In q) X
X и (q), где у = 0,577... — постоянная Эйлера; и (q) — единичный скачок в момент
<7=0, а произведению гы
In (гы)
1ы
соответствует производная
— -т- ((V+,n ?) « (?)] =
dq
Таким образом, окончательно
1
(Y-Hn ?) б (?) +
— «(?)] =
? J
Сдиф (?) .
cs (q) —
(Y + ln ?) e(?) + ~ и (?)
+ CS1 (q).
При интегрировании сигнала получается аналогичный результат, изменяется
лишь знак перед СдИф (?).
Отметим, что дополнительный кепстр, обусловленный дифференцированием или
интегрированием, не зависит от исходного сигнала.
5.	СЛОЖЕНИЕ СИГНАЛОВ
По заданным сигналам sx (/), s2 (t) и их кепстрам CS1 (q), CS2 (q) невозможно со¬
ставить общее выражение для кепстра суммы s (t) = sx (t) + s2 (t). Необходимо предва¬
рительно вычислить результирующую спектральную плотность S (ы) =	(ы) +
+ S2 (ы). Исключением является случай, когда st (/) и s2 (/) полностью совпадают по
форме и отличаются лишь по величине и по положению во времени, благодаря чему их
сумма s (t) может быть представлена в виде свертки. Этот случай был рассмотрен в
§ 16.6.
6.	ПРОИЗВЕДЕНИЕ СИГНАЛОВ
Для нахождения кепстра сигнала s (t) =	(t)- s2 (t) требуется знание свертки
их спектров St (ы) и S2 (ы), поэтому установить прямую связь между CS1 (q), Cs2 (q) и
кепстром Cs (q) не представляется возможным.
1 См., например: Справочник по специальным функциям/Под ред. М. Абрамови-
ца и Н. Стигана. —М.: Наука, 1979.
495

Приложение 1
ПРАВИЛА ПЕРЕХОДА ОТ ИЗОБРАЖЕНИЯ ПО ЛАПЛАСУ
Ls{p) К СПЕКТРАЛЬНОЙ ПЛОТНОСТИ S(<o)
Пусть заданному сигналу s (t) соответствует изображение по Лапласу Ls ip),
которое не имеет особенностей в правой р-полуплоскости, но имеет единственный
полюс в точке рх = гео на линии гы. На основании теоремы Коши можно показать
справедливость равенства
С+ loo
s it) =-
2 л i
I
L3 (p) ept dp = — respj-
— f
2 яг J
— loo
Ls (tw) e d (гы), c > 0.
(П1.1)
Смысл этого равенства в том, что контур интегрирования совмещается с линией
гы и обходом справа особой точки по полуокружности бесконечно малого радиуса г.
При обходе особой точки по замкнутому кругу интеграл равен вычету resp], а при об¬
ходе полуокружности (/■->- 0) получается i respj.
Проиллюстрируем применение выражения (П 1.1) на примерах простейших сиг¬
налов, изображения Ls ip) которых имеют полюсы на оси ш.
1. s (/) = 1, t> 0; Ls(p)=l/p.
Полюс Pi = 0, respi==0 = 1;
s(9 =
2
(П1.2)
Спектральная плотность первого слагаемого в правой части (П1.2) равна лб (ш)
[см. (2.97)], а второе слагаемое является результатом интегрирования сплошного спек¬
тра соответствующей сигнум-функции [см. (2.99)]. Таким образом, замена в Ls ip)
переменной р на гы в итоге приводит к выражению для спектральной плотности еди¬
ничного скачка
S (ы) = лб (ы) +1 /гы,
совпадающему с (2.100).
2. s (/) = cos ы0 t, t > 0;
Полюсы Рх,2= ± гы„,
res
ре1
р*
Р1
2 Р
р— -f- i<a о
res
Рг
Спектральная
р= — 1©о
плотность
Ls (Р)=Р/(Ы§+Р2).
-L. „гсо„ г
2 6 ’
	Р—гш0 t
2
Я
S (м)	[® (ы — “о) +о (ы-]~ оз0)] + г‘ы/(ы§ — ы2).
3.	s(/) = sincD0C t> 0; Ls (р) = ы0/(ы§ + р2).
496

Полюсы plt2= ± l'(D0,
res
Pi ~~
O)0
2(00
e'“” * =
_1_
2
gl'tOo <
1
resP2 = —“в
S (Ы) = — t - J- [6 (Ш — Ы„) — б (<fl -|~ш0)] + ft)0/ (0)2 —0)2) .
Из приведенных примеров видно, что к спектральной плотности, получаемой под¬
становкой р ~ iб) в изображение по Лапласу, нужно добавить дельта-функции, обус¬
ловленные полюсами функции Ls (р) на оси <0).
Приложение 2
ПРАВИЛО ПРЕОБРАЗОВАНИЯ СПЕКТРАЛЬНОЙ
ПЛОТНОСТИ ПРИ ИНТЕГРИРОВАНИИ СИГНАЛА
Пусть исходному сигналу s (/) соответствует изображение по Лапласу Ls (р),
не имеющее полюсов в правой р-полуплоскости и на оси *ак В результате интегрирова-
ния получится сигнал s,IHT (/) с изображением Ls (р)/р, так что
\
\
с 4- Joо
1 С Ls (р)
SHHT (0— 0-1	е ^Р'	^>0-
2 я*	J р
С— f’oo
(П2.1)
По аналогии с (П1.1) перейдем
к выражению
ioo
1
shht (0 — 2 resp=o Н-
1 г
Ls /mf .
2 ni J
e a
to
— ioo
oo
= т reSp=°+ir
Г {to)
J to
- e'“* da.
(П2.2)
Вычет функции Ls (р) ер7р в полюсе р= О
resp_0 = Ls (0) = S (0),	(П2.3)
где S (0) — спектральная плотность исходного сигнала s (t) на частоте (о = 0.
Напомним, что S (0) равно площади сигнала, так что, если выполняется условие
J (s (t) dt—*■ — 0, то reSp=0 обращается в нуль и подынтегральная функция
Ls (ico)/ico = S (со)/г'со полностью определяет спектральную плотность функции s„HT(t).
Если же условие 5 (0) = 0 не выполняется, то S (г'со)/ico определяет только сплошную
часть спектра1 функции $инх (/). Слагаемому же ?> resn=o соответствует спектральная
плотность
resp=0.2я6 (со) = я5 (0) б (со).
Итак, в общем случае
Si,ht (<>>) =я5 (0) б (со) -j-S (со)/г'со.	(П2.4)
Проиллюстрируем это выражение примерами.
1.	s (t) = б (/); S (<а) — S (0) = 1;
%нт (0 — 1 > t ^ 1
— единичный скачок'.
По - формуле (П2.4)
snnt (<*>) = яб (ш) + 1/г<а.
1 См.: Тронин Ю. В. Утеряна дельта-функция!—Радиотехника и электроника,
1986, №2.
49"

2. s (t) = ae at, i > 0; S (<»)=•
a+ (to
5(0) =1;
shht (0—0— e “0. ^>0;
Shht (w) = лб (to) — (1/a) I (“)—1’~|-
3.	S(o=I1/Th’ "|<Ти/2>
10,	\t1 ъя/2
— прямоугольный импульс длительностью ти и амплитудой 1/ти;
S (a>) = sine (о)Ти/2), S (0) = 1;
(0> i <	ти/2,
*инт (0 = I^/2+^/ти, |/|^ти/2,
11,	т„/2.
К концу импульса s„Ht. (t) достигает максимального значения, равного 1, кото*
рое остается постоянным;
^инт (ы) =я6 (со) + —— sine ((от„/2).
(to
4.	s (/) =sinc (я//ти);
S (,)-('• '"К"'-'”' S(0, = 1;
[0, | to | > я/ти),
%нт (0	S' (я^/ти);
2 Л
,((0) =
яб (w)+1/(0), |(0|<Я/Ти
0, | a | > я/т„.
Приложение 3
СОГЛАСОВАННАЯ ФИЛЬТРАЦИЯ УЗКОПОЛОСНОГО
СИГНАЛА С НЕИЗВЕСТНОЙ НАЧАЛЬНОЙ ФАЗОЙ
Сигнал на выходе согласованного фильтра совпадает по форме с корреляционной
функцией входного сигнала, поэтому в случае укополосного сигнала (13.54) целесо¬
образно совершить переход к аналитическому сигналу, что позволяет воспользоваться
соотношением
авых М —
(х) А* (*-)-/) dx
}
(П3.1)
Это выражение получается из (3.97') заменой т на t — tQ (при t„ = 0), а также
переменной интегрирования t на х.
Интеграл в (ПЗ. 1) имеет смысл корреляционной функции ВА (t) комплексной оги¬
бающей А (/).
Удобно указанную функцию записать в форме
ОО
ВА (t)= J А (х) A* (x—t) dx.
что равносильно изменению знака сдвига t. Тогда (ПЗ. 1) переходит в
авых (0 —С 2 Re
Jcoо t
J А (х) А* (х—t) dx
= С—«е(е‘'“^Вл(0],	(П3.2)
совпадающее с (13.55).
498

Приложение4
СОГЛАСОВАННАЯ ФИЛЬТРАЦИЯ КОМПЛЕКСНОГО
СИГНАЛА
Обобщим выражение (13.65) с учетом условия физической осуществимости фильтра
(о Ф 0, а также отказа от требования симметричности сигнала А (/).
Исходный узкополосный сигнал запишем в форме
a (t) = A (t) cos [ (o0t + 0 (/)] = Re [e'®0* A (/)],
где A (t) — A (f) e‘0	— комплексная огибающая сигнала.
Импульсная характеристика согласованного фильтра в соответствии с (13.15)
должна иметь вид:
8 (t) = Ca (t0—t) = CA (l0-t) cos [w0 (/„-0 + 0 (*o-0] =
= C Re [e,t0|) * A (t0—t)	. e—*<“•<•]_
Учитывая равенство A (t0 — t) e—1 f0	= A* (t0 — /), приходим к следую¬
щему выражению для комплексной огибающей импульсной характеристики согласо¬
ванного фильтра:
G (t) = CA* (t0—t) e~ia>oio.	(П4.1)
Развернув это выражение, получим
Q-(t)=CA (t0 — t) cos [0 (to—t)—u>о to\ — iCA (t0—t) sin [0 (/„—t) —o>0 t0] =
= 8Re(t)-iglm(t).	(П4.2)
Если (D0!0 кратно числу 2я, то ы0/0 можно опустить в выражении (П4.2). В про¬
тивном случае влияние O)0t0 на положение пика сжатого сигнала можно учесть так же,
как и влияние начальной фазы 0О, рассмотренное в § 13.8.
При квадратурной обработке комплексный сигнал s (t) на входе согласованного
фильтра совпадает с A (t), следовательно, структурная схема фильтра сводится к схе¬
мам, представленным на рис. 13.25 и 13.24. В данном случае импульсные характери¬
стики gRe (t) и gIm (t) должны определяться из выражений
gRe (Q = CA (to—t) cos [0 (to—t)—(i>o /0].
£im (t) = CA (to — t) sin [0 (t0—t)— o)0 to].
Приложение 5
О НЕОДНОЗНАЧНОСТИ ОПРЕДЕЛЕНИЯ ФАЗОЧАСТОТНОИ
ХАРАКТЕРИСТИКИ СПЕКТРА СИГНАЛА
Этот вопрос относится к ряду разделов данной книги. При определении коэффи¬
циентов сп — |с„| е п ряда Фурье периодического сигнала [формула (2.25)] можно 1
было написать
cn = | сп I е !(вп+к2л) > ^—целое число,	(П5.1)
подразумевая под 0П — «главное значение аргумента» в интервале —я <С 0П < я.
Наряду с этим при определении 0П выражением (2.27) можно было написать
0п= arctg [Сп«/^пс1+^я,	(П5.2)
поскольку главное значение arctg х заключено в пределах ±я/2.
Аналогичные вопросы связаны с определением ФЧХ спектральной плотности
непериодического сигнала:
S (<>))= S (<а) е'0 <“> и 0 (ш)= — arctg [В (<а)/А (м)]
[формулы (2.50) и (2.53)].
Неоднозначность определения ФЧХ проявляется при измерении фазы. Известно,
что измерение фазы колебания основано на сравнении ее с фазой опорного колебания.
499

Но «разность фаз» можно однозначно определить только в пределах ± 180°, хотя истин¬
ная разность фаз может при этом достигать сотен и даже тысяч радиан (например, в
случае ЛЧМ-сигнала). Поэтому принято выражение «определение фазы по модулю 2л».
Однако такой подход в некоторых задачах неприемлем, например, прн определе¬
нии групповой задержки (запаздывания) сигнала в физических цепях, используемых
для формирования сигналов. Известно, что групповая задержка определяется как про¬
изводная ФЧХ. При этом имеется в виду истинная ФЧХ, без отбрасывания целого
числа 2я. В физических цепях задержка сигнала является конечной величиной, из чего
следует, что 0s(w) есть непрерывная функция. На этом свойстве ФЧХ основан метод
логарифмической производной спектральной плотности (см. гл. 16, с. 490), позво¬
ляющий определить истинную ФЧХ сигнала.
Проиллюстрируем этот метод сначала на простом сигнале s (t) = ae~ai, t ^ 0,
со спектральной плотностью S (m) = a/(a + (to). Подобный сигнал будем рассматри¬
вать как импульсную характеристику апериодического звена.
10 (СО)
Отказываясь от представления спектральной плотности в форме |S (ы)| е 8
с определением 0S (to) = — arctg [В (т)1 А (со)], сначала определим In S (т) с помощью
выражении (16.47)
га
lnSW-.f-ii)
о
d S (to)
	1	аш
dm
подставив в него
d S (со)
ia
dm (a + ico)2
Тогда
г ю
Ш -I
In S (ш) = —г
aJ
dm
f mdm
a2+a)2
J a2+o>2
L 0
0 J
= —i arctg ш/а
1
_ 2
[In (a2 + co2)
— In a2].
Поскольку In S (el) = In S (<a) + l arg S (w), то очевидно, что arg'S (<a), т. e. ФЧХ
спектра
0« (w)= —arctg ш/а.	(П5.3)
Этот результат получен обращением непосредственно к комплексной спектраль¬
ной плотности без выделения ее модуля и аргумента. Приведенный вывод основан на
условии непрерывности функции 0S (м) (что необходимо для дифференцируемости
S (<•>)], ее нечетности, а также на задании 0S (со) на одной из частот (в данном примере
на <а = 0). Поэтому определенная выражением (П5.3) функция 08 (со) является одно¬
значной в пределах —оо < й < оо.
В рассмотренном примере не было необходимости прибегать к логарифмической
производной, поскольку ФЧХ |0S (со)I не выходит за пределы я/2. Продолжим поэтому
пример на случай трех идентичных развязанных звеньев с импульсной характери¬
стикой, спектральная плотность которой S (<а) = [a/(a + to)]3, а ФЧХ заключена
в пределах ±Зя/2, т. е. Зя. Повторяя предыдущие рассуждения, придем к результату
0S (<!>)= —3arctg <а/а, хотя прямые измерения ие могут дать более ±я.
В тех случаях, когда ФЧХ спектра задана аналитически в виде непрерывной
функции 0g (w), вопрос о выделении «главной части аргумента» вообще не возникает
(как, например, в случае ЛЧМ-импульса с ФЧХ в виде квадратичной параболы).
Вопрос о неоднозначности ФЧХ приобретает особое значение при цифровой об¬
работке сигнала, когда дискретные отсчеты фазы производятся «по модулю 2я». Спо¬
собы восстановления истинной ФЧХ рассматриваются в § 16.10.
500

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1.	Баскаков С. И. Радиотехнические цепи и сигналы: Учебник для вузов.— М.:
Высшая школа, 1983.
2.	Радиотехнические цепи и сигналы: Учеб, пособие для вузов/Д. В. Васильев.
М. Р. Витоль, Ю. Н. Горшенков и др.: Под ред. К- А. Самойло.— М.: Радио и связь,
1982.
3.	Зиновьев А. Л., Филиппов Л. И. Введение в теорию сигналов и цепей: Учеб,
пособие для вузов.— 2-е изд., перераб. и доп. —М.: Высшая школа, 1975.
4.	Теория передачи сигналов: Учебник для вузов/А. Г. Зкжо, Д. Д. Кловский,
М. В. Назаров, Л. М. Финк.— М.: Связь, 1980.
5.	Андреев В. С. Теория нелинейных электрических цепей: Учеб, пособие для ву¬
зов.— 2-е изд.. перераб. и доп. —М.: Радио и связь, 1982.
6.	Сборник задач по курсу «Радиотехнические цепи и сигналы»/ Под ред. А. М.
Николаева.— М.: Сов. радио, 1972.
7.	Горяйнов В. Т., Журавлев А. Г., Тихонов В. И. Статистическая радиотехника:
Примеры и задачи.— М.: Сов. радио, 1980.
8.	Попов В. П. Основы теории цепей: Учебник для вузов. —М.: Высшая шко¬
ла, 1985.
9.	Трахтмаи А. М. Введение в обобщенную спектральную теорию.— М.: Сов.
радио, 1972.
10.	Варакин Л. Е. Теория сложных сигналов.— М.: Сов. радио, 1970.
11.	Френке Л. Теория сигналов: Пер. с англ. /Под ред. Д. Е. Вакмана.—М.
Сов. радио, 1974.
12.	Конторовнч М. И. Операционное исчисление и процессы в электрических це¬
пях.— М.: Сов. радио, 1975.
13.	Левин Б. Р. Теоретические основы статистической радиотехники. Ки. I.—М.:
Сов. радио, 1974.
14.	Тихонов В. И. Статистическая радиотехника.— М.: Сов. радио, 1966.
15.	Основы теории колебаний/В.В. Мигулин, В. И. Медведев, Е. Р. Мустель,
В. Н. Парыгин.— М.: Физматгиз, 1978.
16.	'Вайнштейн Л. А., Вакман Д. Е. Разделение частот в теории колебаний н волн.
— М.: Наука, 1983.
17.	Давенпорт В. Б., Рут В. Л. Введение в теорию случайных сигналов и шумов:
Пер. с англ./Под ред. Р. М. Добрушина.— М.: ИЛ, 1960.
18.	Деч Р. Нелинейное преобразование случайных процессов: Пер. англ. /Под ред.
Б. Р. Левина.— М.: Сов. радио, 1965.
19.	Хеммннг Р. В. Цифровые фильтры: Пер. с англ. /Под ред. А. М. Трахтмаиа.—
М.: Сов. радио, 1980.
20.	Трахтмаи А. М., Трахтман В. А. Основы теории сигналов на конечных ннтер*
валах.— М.: Сов. радио, 1975.
501

21.	Рабннер Л., Гоулд Б. Теория- н применение цифровой обработки сигналов:
Пер. с англ. /Под ред. Ю. И. Александрова.— М.: Мир, 1978.
22.	Котельников В. А. Теория потенциальной помехоустойчивости.— М. : Сов-
радио, 1956.
23.	Шнрман Я. Д. Разрешение и сжатие сигналов.— М.: Сов. радио, 1974.
24.	Финк Л. М. Сигналы, помехи, ошибки... Заметки о некоторых неожидан¬
ностях, парадоксах и заблуждениях в теории связи. — 2-е изд., перераб. и доп.—
М.: Радио и связь, 1984.
25.	Хармут X. Теория секвентного анализа: Пер. с англ./Под ред. Л. М. Соро-
ко,— М.: Мир, 1980,
26.	Матханов П. Н. Основы синтеза линейных электрических цепей: Учеб, посо¬
бие для вузов.— М.: Высшая школа, 1978.
27.	Карни Ш. Теория цепей. Анализ и синтез: Пер. с англ./ Под ред. С. Е. Лон¬
дона.— М.: Связь, 1973.
28.	Масленников В. В., Сироткин А. П. Избирательные ЯС-усилители— М.:
Энергия, 1980.
29.	Хьюлсман Л. П. Теория и расчет активных ЯС-цепей: Пер. с аигл./Под ред.
А. Е. Знаменского и И. Н. Теплюка.— М.: Связь, 1973.
30.	Оппенгейм А. В., Шафер Р. В. Цифровая обработка сигналов: Пер. с англ./
Под ред. С. Я- Шаца.— М.: Связь, 1979.
31.	Градштейн И. С., Рыжик И. М. Таблицы интегралов, сумм, рядов и произведе¬
ний.—М.: ГИФМЛ, 1963.
32.	Янке Е., Эмде Ф., Лёш Ф. Специальные функции.: Пер. с нем./Под ред.
Л. И. Седова.— М.: Наука, 1968.
33.	Справочник по специальным функциям./Под ред. М. А. Абрамовича и И. Сти-
гана: Пер. с англ. /Под ред. В. А. Диткина и Л. Н. Кармазиной.— М.: Наука, .1979.

УСЛОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ
А — амплитуда
Ап — амплитуда л-й гармоники
А„ — амплитуда несущего колебания
A(t) — огибающая амплитуд высокочастотного колебания
А(1) — производная функции А (i)
Ас(0< — квадратурные составляющие огибающей А (()
А>(0
А (А — комплексная огибающая
а.аэк — параметр расстройки контура
ап — коэффициент ряда Фурье (при косинусе)
Bs[т) — корреляционная функция детерминированного сигнала s (t)
В j(t) — корреляционная функция детерминированного аналитического сигнала
z (/)
ВА(ч) — корреляционная функция огибающей A (t) детерминированного сигнала
3*151(т)ч—взаимно-корреляционная функция сигналов sx (/) и s2 (t)
bn — коэффициент ряда Фурье (при синусе)
С — емкость
сп — коэффициент обобщенного ряда Фурье
Е — амплитуда ЭДС
£„ — амплитуда ЭДС несущей частоты
E(t) — огибающая амплитуд высокочастотной ЭДС е (/)
Е(<) — комплексная огибающая высокочастотной ЭДС
Е(ш) — спектральная плотность ЭДС
e(t) — мгновенное значение ЭДС
ен — напряжение накачки
f,F — частота
/о — центральная частота (несущая)
fm — граничная (максимальная) частота
Gi — внутренняя проводимость источника сигнала
Оп — проводимость нагрузки
G(t) — огибающая амплитуд импульсной характеристики цепи
g(t) — мгновенное значение импульсной характеристики цепи
/ — амплитуда тока
1 — комплексная амплитуда тока
»(/) — мгновенное значение тока
Jn(m) — функция Бесселя
К(р), I— передаточная функция цепи на p-плоскости и на оси частот соответственно
К(ш)
/С(со) — модуль передаточной функции
К0(р), — передаточная функция цепи, охваченной обратной связью
K0(iio)
К(г) — передаточная функция дискретного фильтра на г-плоскости
Kj'(ico) — передаточная функция дискретного фильтра
К 7(Р), — передаточная функция усилителя
Ку(ш)
Кх(т) — ковариационная функция случайного процесса х (t)
kaM — крутизна характеристики амплитудного модулятора
&чм ■— крутизна характеристики частотного модулятора
£фм — крутизна характеристики фазового модулятора
L — индуктивность
Ls(p) — преобразование Лапласа функции s (t)
М — коэффициент модуляции, взаимоиндуктивность
т — индекс угловой модуляции, база ЛЧМ сигнала
р — комплексная переменная
р(х) — одномерная плотность вероятности
Q — добротность колебательного контура
Rx{t) — корреляционная функция случайного процесса х (t)
гх(т) — нормированная корреляционная функция
г0(т) — огибающая нормированной корреляционной функции
5 — крутизна характеристики активного элемента
S(co), — спектральная плотность (комплексная) функции s (t)
S(Q)
503

s(t)
s(kT)
—	мгновенное значение сигнала
—	отсчет сигнала $(t) в момент t = kT
—	модуль спектральной плотности
—	спектральная плотность огибающей A (t)
s(t) — усреднениеs (/) повремени
S(z) — z-преобразование функции s (t)
sT(t) — сигнал s (t), дискретизованный с шагом Т
ST(a>) — спектральная плотность дискретного сигнала
Sr(mDx) — дискретное преобразование Фурье
ST(p) — дискретное преобразование Лапласа
Т — период колебания, шаг дискретизации сигнала
Т0 — длительность сигнала
U — амплитуда напряжения
U(t) — огибающая амплитуд высокочастотного напряжения и (t)
U(0 — комплексная огибающая напряжения и (t)
U(co) — спектральная плотность напряжения
u(t) — мгновенное значение напряжения
W0 — спектральная плотность мощности белого шума
^(ю.) — спектральная плотность мощности случайного процесса х (t)
Wxy(<*)— взаимная спектральная плотность случайных процессов х (t) и у (()
У — проводимость (комплексная)
Z — сопротивление (комплексное)
Z(a>) — спектральная плотность комплексного колебания г (/)
za(t) — аналитический (комплексный) сигнал, соответствующий физическому сигна¬
лу a (t)
Э — энергия сигнала
а — затухание, физический параметр транзистора
Р — скорость изменения угловой частоты, физический параметр транзистора
у — фаза модулирующей функции, при AM — фаза огибающей
М — шаг дискретизации по времени
AtOi.A/ — шаг дискретизации сигнала по частоте, расстройка
Дсо0, — полуширина узкополосного спектра, полоса прозрачности фильтра
А/о
б (t), —дельта-функции
№
0 — угол отсечки тока
0П — начальная фаза п—й гармоники
0(ш) — аргумент комплексной спектральной плотности сигнала
0„ — начальная фаза несущего колебания
9(t) — мгновенное значение фазы узкополосного колебания
©max — амплитуда изменения фазы при угловой модуляции
р — характеристическое сопротивление колебательного контура
о| — дисперсия случайного процесса x(t)
т — время
Ти — длительность импульса
To.Tl — постоянные времени соответствующих цепей
т0Дк
ф — фазовый сдвиг гармонического колебания в цепи, аргумент передаточной
функции цепи
ф(ю) — ФЧХ четырехполюсника
фп(<) — базисная функция ортогональной системы
ф(/) — полная фаза высокочастотного колебания
to,£2 — угловая частота
(от — граничная (максимальная) частота
Шд — амплитуда частотного отклонения (девиация)
о)н — частота накачки
q — кепстральное время (аргумент кепстра)
Св(я) — кепстр мощности аналогового сигнала s (t)
Cs(m) — кепстр мощности дискретного сигнала sm
Cs(q) — комплексный кепстр сигнала s (f)
Cg(m) — комплексный кепстр сигнала s (т)
504

ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Автогенератор
на RC 295—299
на туннельном диоде 291—293
нелинейное уравнение 282—285
одноконтурный 273, 276, 280—281
—	с автотрансформаторной обратной
связью 280—282
—	с емкостной обратной связью 280—
282
—	с трансформаторной обратной свя¬
зью 280—282
режим самовозбуждения жесткий
279—280
		мягкий 279
—	стационарный 270—272, 276—278
овнешней обратной связью 271
с*внутренней обратной связью 291—
293
с синхронизирующим источником ЭДС
в колебательном контуре 303—304
		в цепи база — эмиттер 301—302
с линией задержки в цепи обратной
связи 293—295
условие баланса амплитуд 272
		фаз 272
■— самовозбуждения 275
фазовые портреты 289—291
Анализ
гармонический непериодических сигна¬
лов 27—29
—	периодических сигналов 20—23
корреляционный детерминированных
сигналов 67—71
Аналитический сигнал 99—103
Аппроксимация нелинейных характери¬
стик 222
кусочно-линейная 224—225
степенным полиномом 223—224
Аргумент комплексной спектральной
плотности
главная часть 488, 490, 491—492
неоднозначность определения 489, 499
определение по модулю 2я 490
устранение неоднозначности 490
		по методу логарифмической про¬
изводной 490
База сигнала (число степеней свободы)
62
Белый шум 121, 210
Бесселевы функции 85—86
Бесселя неравенство 18—19
Варактор 259
Варикап 259
Винера—Хннчина теорема 120
Возбуждение колебаний параметриче¬
ское 324—326
Выпрямление 239—241
Взаимная корреляционная функция 70—
71, 123—126
Гауссовский случайный процесс 116—118
Гиббса явление 24
Гильберта преобразования 94—95, 97—
98
Годограф функции 171
Дельта-функция 43
спектральная плотность 44
фильтрующее свойство 44
Детектирование
амплитудное 242
—	квадратичное 242—244
—	линейное 244—247
—	синхронное 254—255
фазовое 251—252
частотное 247—248
Детектор
амплитудный 242, 243, 245, 334—342
фазовый 251—252.
частотный 247, 342—344
—	двухконтурный 248—251
—	одноконтурный 248
Диапазоны радиоволн 6
Дискретизация
сигнала 64—67
—	узкополосного 106—109
Дифференцирование
сигнала 180—181
случайной функции 210—213
Дифференцирующие цепи 181—184
Емкость дифференциальная 221, 308
Задержка сигнала 480—482
Захватывание частоты автогенератора
301—304
Импульсная характеристика
гребенчатого фильтра 413
дискретного фильтра 354
линейной цепи 152—153
параметрической цепи 310—312
резонансного усилителя 158
согласованного фильтра 401
Индуктивность дифференциальная 222,
308
Интегрирование
сигнала 180—181
случайной функции 213—215
Интегрирующие цепи 181—184
Кепстр мощности
комплексный 487—492
континуального сигнала 477—478
цифрового сигнала 479—480
Ковариационная функция 111, 120
Корреляционная функция 67—68
AM радиосигнала 103—104
детерминированного сигнала 67
ЛЧМ импульса 104—106
пачки прямоугольных импульсов 69
периодического сигнала 69—70
периодической последовательности
прямоугольных импульсов 70
прямоугольного импульса 68
радиоимпульса 104
случайного процесса 111
	 нормированная 113
треугольного импульса 68—69
Котельникова теорема (теорема отсче¬
505

тов) 59, 62—64
Коэффициент усиления активного четы¬
рехполюсника 147
Крутизна характеристики
дифференциальная 220—221
средняя 221
Лагерра полиномы 426
—	функции 426—427
Лапласа преобразование
дискретное 66
одностороннее и двустороннее 57—59
прямое и обратное 55—56
Лежандра полиномы 424
Манипуляция
фазовая 195—196
частотная 196—198
Метод
инвариантных частотных характери¬
стик 466—468
интеграла наложения 176—177
	упрощенный 187
квазилинейный 231—233
колебательной характеристики 276—
277
мгновенной частоты 199—201
моментов 46
переменных состояния 267
спектральный 174—176
—	упрощенный 185—186
фазовой плоскости 285—289
характеристических функций 214
г-преобразования 361—362, 465
—	временных функций 362—364
—	передаточных функций дискретных
цепей 365—367
Модуляция
амплитудная (AM) 73, 74—75, 255—
257
—	коэффициент AM 74—75
—	мощность AM колебания 75
—	спектр AM колебаний 76—81
амплитудно-угловая (частотная) 91—
93
угловая 73, 81—82, 304—305
—	девиация частоты 82
—	индекс угловой модуляции 82
—	спектр колебания 84—91
—	фазовая 82, 83—84
—	частотная 82, 83—84
	 	 линейная 89
Моделирование процессов 266—270
Мэнли—Роу теорема 264—265
Нормализация случайного процесса
218—220
Обработка сигнала квадратурная 418—
419
Обратная связь 158
внешняя 159
внутренняя 158—159
отрицательная 160, 162—167
положительная 160
Ограничение амплитудное 235—238
Ошибка квантования 377, 379
Параметрон 324
емкостной 326
индуктивный 327
Парсеваля равенство 36
Передаточная функция
апериодического усилителя 178
резонансного n-каскадного усилителя
(фильтра) 158
узкополосной цепи 185
цепи с периодически изменяющимся
параметром 312—‘314
четырехполюсника 152
Помеха
аддитивная 329
мультипликативная 329, 349—351
Преобразование
аналог-цифра 376—377
цифра-аналог 380—381
частоты 252—254
Преобразования кепстра
дифференцирование и интегрирование
сигнала 495
изменение масштаба времени 494
произведение сигналов 495
сдвиг сигналов во временной области
492—493
сложение сигналов 495
смещение спектра сигнала 494
Принцип суперпозиции обобщенный
468—470
Произведение длительность сигналах
Хполоса частот 45
Пространство сигналов 136
Процесс случайный
виды 113—118
дифференцирование 210—213
интегрирование 213—214
нормализация 218—220
параметры ПО—113
стационарный 112
—	эргодический 112
узкополосный 126—132
—	огибающая 127—131
—	фаза 131 —132
—	частота 132
комплексный 133—135
Пэли—Винера критерий 402
Расстройка контура обобщенная 157
Регенерация 299—301
Рэлея распределение 129
—	функция обобщенная 338
Ряд Фурье
обобщенный 18
тригонометрический 20, 23
—	комплексная форма 20, 23
Сигналы радиотехнические
детерминированные 9, 16, 174
дискретные 10, 11, 177—180, 361—362
квантованные 10, 11
континуальные 10, 11
случайные 9, 109, 202
цифровые 11, 358—360
Система автоколебательная 14, 270
Система функций
ортогональная 17, 19, 20
—	полная 19
506

ортонормироваиная 17
Спектральная плотность 28, 31
гармонического колебания 53—54
группы одинаковых и равноотстоящих
импульсов 41—42
единичного скачка 55
импульса вида sine (х) 40—41
колоколообразного (гауссовского) им¬
пульса 39—41
ЛЧМ импульса 91
мощности случайного процесса 118—
120
	взаимная 125
прямоугольного импульса 37—38
треугольного импульса 38—39
Спектр
колебания при амплитудно-частотной
модуляции 91—93
г^клообразиого колебания 25
последовательности униполярных пря¬
моугольных импульсов 26—27
	треугольных импульсов 25—26
прямоугольного колебания 23—25
радиоимпульса с ЧМ заполнением 89—
90
Умножение частоты 259—262
Уолша функции 429
дискретные 440—441
свойство мультипликативности 432
—	ортогональности 430
упорядоченные по Адамару 434—436
—	по Пэли 435
Усиление
нелинейное резонансное 231—233
параметрическое 314—315
Усилитель
апериодический 153—154, 177—180
—	каскадное соединение 154-—155
параметрический двухконтурный 320—
324
—	одноконтурный 318—320
—	регенеративный 299—301
резонансный 156—158, 188—191
Устойчивость линейных цепей с обрат¬
ной связью
алгебраический критерий Рауса—Гур-
вица 169—170
критерий Ляпунова 168
частотный критерий Найквиста 172
Фильтр
оптимальный 397—401
—	согласованный 399
цифровой 351—353
—	рекурсивный 354, 357, 368—370,
372—373
	условие устойчивости 366
—	с комплексными весовыми коэффи¬
циентами 374—376
—	согласованный 421—422
—	трансверсальный 354,	367—368,
370—372
Чебышева 453—456
Фильтрация
дискретная 353—354
линейная оптимальная 397
согласованная комплексного сигнала
418—421
Фурье-преобразование
быстрое (БПФ) 386—391
дискретное (ДПФ) 358
обратное 28—29
прямое 28—29
сигнала при дифференцировании 33
	замене о)=♦*/ 35
		изменении масштаба времени
31—32
	интегрировании 33
	перемножении 33—34
	сдвиге во времени 31
	сложении 33
Характеристическая функция 214—217
Цепи радиотехнические
линейные с переменными параметрами
(параметрические) 13, 306, 308—309,
312—314
—	с постоянными параметрами 12—
13, 142, 174
нелинейные 14—15, 220
Центральная предельная теорема 116
Чебышева полиномы 424—426
Четырехполюсник
активный 142
—	импульсная характеристика 152—
153
—	коэффициент усиления 147
—	обратная связь 158
—	передаточная функция 152, 161
—	устойчивость см. Устойчивость ЛИг
нейных цепей
пассивный 142, 144—145
Шумы
квантования 377—380
округления 383
собственные 204
—	в резистивном усилителе 207—208
—	в резонансном усилителе 208—210
Элементы нелинейные
реактивные 220, 221
резистивные 220, 229
Эрмита полиномы 428—429
507

ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие к четвертому изданию	 ....	3
г _ „ _ „ ,	ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАДИОТЕХНИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ. г
1 л а в а 1.	сигналов и цепей	°
1.1.	Передача сигналов на расстояние и используемые в радиотехнике частоты 5
1.2.	Преобразование сигналов в радиотехнических системах	7
1.3.	Классификация сигналов, используемых в радиотехнике	9
1.4.	Радиотехнические цепи и методы их анализа	12
1.5.	Проблема помехоустойчивости и электромагнитной совместимости радио¬
технических систем 	15
Глава 2.	ХАРАКТЕРИСТИКИ ДЕТЕРМИНИРОВАННЫХ СИГНАЛОВ .	.
2.1.	Энергетические характеристики 		16
2.2.	Представление произвольного сигнала в виде суммы элементарных коле¬
баний 	17
2.3.	Гармонический анализ периодических сигналов	20
2.4.	Спектры простейших периодических сигналов	23
2.5.	Распределение мощности в спектре периодического	сигнала	27
2.6.	Гармоническнй анализ непериодических сигналов	27
2.7.	Соотношение между спектрами одиночного импульса и периодической по¬
следовательности импульсов	 30
2.8.	Некоторые свойства преобразования Фурье	31
2.9.	Распределение энергии в спектре непериодического	сигнала	36
2.10.	Примеры определения спектров непериодических сигналов	36
2.11.	Бесконечно короткий импульс с единичной площадью (дельта-функцня) . 42
2.12.	Соотношение между длительностью сигнала и шириной его спектра. Ско¬
рость убывания спектра 	 45
2.13.	Спектры некоторых неинтегрируемых • функций	53
2.14.	Представление сигналов на плоскости комплексной	частоты	55
2.15.	Представление сигналов с ограниченной полосой частот в виде ряда Ко¬
тельникова	 59
2.16.	Теорема отсчетов в частотной области	62
2.17.	Дискретизованные сигналы 		64
2.18.	Корреляционный анализ детерминированных сигналов	67
2.19.	Соотношение между корреляционной функцией и спектральной характери¬
стикой сигнала 	71
Глава 3.	МОДУЛИРОВАННЫЕ КОЛЕБАНИЯ
3.1.	Общие определения	72
3.2.	Радиосигналы с амплитудной модуляцией	74
3.3.	Спектр амплитудно-моАудированного колёбания	76
3.4.	Угдовая модуляция. Фаза и мгновенная частота колебания	81
3.5. Спектр колебания при угловой модуляции. Общие соотношения	... 84
3.6. Спектр колебания при гармонической угловой модуляции	85
3.7.	Спектр радиоимпульса с частотно-модулированным заполнением ...	89
3.8.	Спектр колебания при амплитудно-частотной модуляции	91
508

3.9.	Огибающая, фаза и частота узкополосного сигнала	93
3.10.	Аналитический сигнал	98
3.11.	Корреляционная функция модулированного	колебания	103
3.12.	Дискретизация узкополосного сигнала	106
Глава 4.	ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ случайных сигналов ...	109
4.1.	Общие определения 	109
4.2.	Виды случайных процессов. Примеры	113
4.3.	Спектральная плотность мощности случайного процесса	118
4.4.	Соотношение между спектральной плотностью и ковариационной функцией
случайного процесса	120
4.5.	Взаимная корреляционная функция и взаимная спектральная плотность
двух случайных процессов 	123
4.6.	Узкополосный случайный процесс	126
4.7.	Комплексный случайный процесс	133
4.8.	Геометрическое представление сигналов. Пространство	сигналов ...	135
4.9.	Пространство случайных сигналов	139
Глава 5	ЛИНЕЙНЫЕ РАДИОТЕХНИЧЕСКИЕ ЦЕПИ С ПОСТОЯННЫМИ
ПАРАМЕТРАМИ 	 142
5.1.	Определения и свойства активных цепей	142
5.2.	Активный четырехполюсник как линейный усилитель	147
5.3.	Частотные и временные характеристики радиоэлектронных цепей .	152
5.4.	Апериодический усилитель 	I53
5.5.	Каскадное соединение идентичных апериодических усилителей ••••154
5.6.	Резонансный усилитель 	156
5.7.	Обратная связь в активном четырехполюснике	158
5.8.	Применение отрицательной обратной связи для улучшения характеристик
усилителя	 102
5.9.	Устойчивость линейных активных цепей с обратной связью. Алгебраический
критерий устойчивости 	 Ig7
5.10.	Частотные критерии устойчивости	171
Глава 6	ПРОХОЖДЕНИЕ ДЕТЕРМИНИРОВАННЫХ СИГНАЛОВ ЧЕРЕЗ
ЛИНЕЙНЫЕ ЦЕПИ С ПОСТОЯННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ ...	174
6.1.	Вводные замечания
6.2.	Спектральный метод
6.3.	Метод интеграла наложения
6.4.	Прохождение дискретных сигналов через апериодический усилитель
6.5.	Дифференцирование и интегрирование сигналов
6.6.	Анализ радиосигналов в избирательных цепях. Метод огибающей .
6.7.	Прохождение радиоимпульса через резонансный усилитель ....
6.8.	Линейные искажения амплитудно-модулироваИного колебания в резонанс
ном усилителе
6.9.	Прохождение фазоманипулнрованного колебания через резонансную цепь
6.10.	Прохождение частотно-манипулнрованного колебания через избиратель
ную цепь
6.11.	Прохождение частотно-модулированного колебания через избирательные
цепи
174
174
176
177
180
184
188
192
195
196
198
Глава 7.
ПРОХОЖДЕНИЕ СЛУЧАЙНЫХ СИГНАЛОВ ЧЕРЕЗ ЛИНЕЙНЫЕ
ЦЕПИ С ПОСТОЯННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
202
7.1.	Преобразование характеристик случайного процесса в	линейных	цепях	.	.	202
7.2.	Спектральная плотность мощности и корреляционная функция случайного
процесса на выходе цепи	203
7.3.	Характеристики собственных шумов в радиоэлектронных цепях	.	.	.	204
7.4.	Дифференцирование случайной функции	210
7.5.	Интегрирование случайной функции	213
7.6.	Параметры распределения случайного процесса на выходе линейной цепи
Характеристическая функция	214
7.7.	Нормализация случайных процессов в ушополосных	линейных	цепях	.	.	218
Глава 8.	нелинейные цепи и методы их анализа
220
8.1.	Нелинейные элементы,	220
8.2.	Аппроксимация нелинейных характеристик	222
509

8.3.	Воздействие узкополосного радиосигнала на безынерционные нелинейные
элементы
8.4.	Воздействие бигармоннческого колебания на нелинейный резистивный
элемент
8.5.	Нелинейное резонансное усиление
8.6.	Умножение частоты
8.7.	Амплитудное ограничение
8.8.	Нелинейная цепь с фильтрацией постоянного тока (выпрямление) .
8.9.	Амплитудное детектирование
8.10.	Частотное и фазовое детектирование
8.11.	Преобразование частоты сигнала
8.12.	Синхронное детектирование
8.13.	Получение амплитудно-модулированных колебаний
8.14.	Резонанс в колебательном контуре с нелинейной емкостью
8.15.	Воздействие гармонического сигнала на нелинейную емкость. Умножитель
частоты на варакторе		 .
8.16.	Воздействие двух гармонических колебаний на цепь с нелинейным энерго¬
емким элементом
8.17.	Теорема Мэнли—Роу
8.18.	Моделирование процессов в нелинейных цепях по заданному дифференци¬
альному уравнению
Глава 9.	генерирование гармонических колебаний
9.1.	Автоколебательная система
9.2.	Возникновение колебания в автогенераторе
9.3.	Стационарный режим автогенератора
9.4.	Мягкий и жесткий режимы самовозбуждения
9.5.	Примеры схем автогенераторов
9.6.	Нелинейное уравнение автогенератора
9.7.	Метод фазовой плоскости
9.8.	Фазовые портреты автогенератора
9.9.	Автогенераторы с внутренней обратной связью
9.10.	Автогенератор с линией задержки^в цепи обратной связи
9.11.	/?С-генераторы
9.12.	Действие гармонической ЭДС на цепи с положительной обратной связью.
Регенерация
9.13.	Действие гармонической ЭДС на автогенератор. Захватывание частоты .
9.14.	Угловая модуляция в автогенераторе
Глава 10.	ЦЕПИ С ПЕРЕМЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
10.1.	Общие характеристики цепей с переменными параметрами
10.2.	Прохождение сигналов через линейные цепи с переменными параметрами
10.3.	Пример определения импульсной характеристики параметрической цепи
10.4.	Передаточная функция цепи с периодически изменяющимся параметром
10.5.	Принцип параметрического усиления сигналов
10.6.	Одноконтурный параметрический усилитель
10.7.	Двухконтурный параметрический усилитель .
10.8.	Параметрическое возбуждение колебаний
10.9.	Сопоставление параметрических и нелинейных преобразований сигналов
Глава 11	ВОЗДЕЙСТВИЕ СЛУЧАЙНЫХ КОЛЕБАНИИ НА НЕЛИНЕЙНЫЕ И
ПАРАМЕТРИЧЕСКИЕ ЦЕПИ
11.1.	Вводные замечания
11.2.	Преобразование случайного процесса в безынерционных нелинейных цепях
11.3.	Преобразование спектра случайного процесса в безынерционном нелиней¬
ном элементе
11.4.	Воздействие узкополосного шума на амплитудный детектор
11.5.	Совместное воздействие гармонического сигнала и гауссовского шума на
амплитудный детектор
11.6.	Совместное воздействие гармонического сигнала и гауссовского шума на
частотный детектор
11.7.	Взаимодействие гармонического сигнала и гауссовского шума в амплитуд¬
ном ограничителе с резонансной нагрузкой
225
229
231
234
235
239
242
247
252
254
255
257
259
262
264
266
270
270
273
276
279
280
282
285
289
291
293
295
299
301
304
306
306
309
310
312
314
318
320
324
328
329
329
329
332
334
338
342
344
510

11.8.	Корреляционная функция и спектр случайного процесса в линейной пара¬
метрической цепи	346
11.9.	Влияние мультипликативной помехи на закон распределения сигнала .	.	349
Глава 12. ДИСКРЕТНАЯ ОБРАБОТКА СИГНАЛОВ. ЦИФРОВЫЕ ФИЛЬТРЫ .	351
12.1.	Вводные замечания	351
12.2.	Принцип дискретной фильтрации	353
12.3.	Передаточная функция цифрового	фильтра	355
12.4.	Характеристики цифровых сигналов	358
12.5.	Применение метода 2-преобразования для анализа дискретных сигналов
и цепей	361
12.6.	г-преобразование временных функций	■	362
12.7.	г-преобразоваиие передаточных функций дискретных цепей	365
12.8.	Примеры анализа цифровых фильтров	367
12.9.	Цифровые фильтры с комплексными весовыми коэффициентами ....	374
12.10.	Преобразование аналог — цифра.	Шумы квантования	376
12.11.	Преобразование цифра—аналог и восстановление континуального сигнала 380
12.12.	Быстродействие арифметического устройства цифрового фильтра .	.	383
12.13.	Алгоритм цифровой фильтрации во временной и частотной областях .	.	385
12.14.	Быстрое преобразование Фурье	386
12.15.	Спектральный анализ на базе быстрого преобразования Фурье .	.	.	391 .
12.16.	Применение быстрого преобразования Фурье в устройствах обработки
сигналов 	395
Глава 13 принципы оптимальной линейной фильтрации сигна- чой
ЛА НА ФОНЕ ПОМЕХ	030
13.1.	Постановка задачи 		396
13.2.	Передаточная функция оптимального фильтра	397
13.3.	Импульсная характеристика согласованного фильтра. Физическая осуще¬
ствимость 	401
13.4.	Сигнал и помеха на выходе согласованного фильтра	403
13.5.	Примеры построения согласованных фильтров	405
13.6.	Формирование сигнала, сопряженного с заданным фильтром .	.	.	.414
13.7.	Фильтрация заданного сигнала при небелом шуме	416
13.8.	Фильтрация сигнала с неизвестной начальной фазой	417
13.9.	Согласованная фильтрация комплексного сигнала. Квадратурная обработка 418
13.10.	Цифровой согласованный фильтр	421
Глава 14	ПРЕДСТАВЛЕНИЕ СИГНАЛОВ НЕКОТОРЫМИ СПЕЦИАЛЬНЫМИ Л01
ФУНКЦИЯМИ		423
14.1.	Вводные замечания	423
14.2.	Ортогональные полиномы и функции непрерывного	типа	424
14.3.	Функции Уолша	 	429
14.4.	Различные способы нумерации функций	Уолша	434
14.5.	Примеры применения функций Уолша	436
14.6.	Дискретные функции Уолша	440
Глава 15. ЭЛЕМЕНТЫ СИНТЕЗА ЛИНЕЙНЫХ РАДИОЦЕПЕЙ	444
15.1.	Вводные замечания		 .	. 444
15.2.	Представление аналогового четырехполюсника каскадным соединением эле¬
ментарных четырехполюсников 	445
15.3.	Реализация безындуктивностной цепи второго порядка .	. ' .	.	. 447
15.4.	Особенности синтеза четырехполюсника по заданной амплитудно-частотной
характеристике 		448
15.5.	Синтез фильтра нижиих частот. Фильтр	Баттерворта	450
15.6.	Пример синтеза фильтра Баттерворта второго порядка	452
15.7.	Фильтр Чебышева (нижних частот)	453
15.8.	Синтез различных фильтров на основе фильтра нижних частот .... 456
15.9.	Связь между амплитудно- и фазо-частотной характеристиками в цифровых
цепях 	457
15.10.	Примеры определения ФЧХ цифрового фильтра по заданной АЧХ .	. 460
15.11.	Синтез цифровых фильтров. Общие замечания		 . 462
511

15.12.	Синтез цифровых фильтров по аналоговому прототипу .
15.13.	Метод инвариантных частотных характеристик .
. 463
. 466
Глава 16 ОБОБЩЕННАЯ линейная фильтрация сигналов. КЕП-
стральный анализ 	• . ■ • • ,DO
16.1.	Обобщенный принцип суперпозиции	468
16.2.	Обобщенная схема гомоморфной обработки сигналов	470
16.3.	Гомоморфная обработка мультипликативного сигнала	 473
16.4.	Гомоморфная обработка свернутого сигнала	475
16.5.	Кепстральный анализ сигналов. Кепстр мощности	477
16.6.	Определение задержки сигнала	480
16.7.	Пример определения задержки сигнала	' • 483
16.8.	Влияние помех 		485
16.9.	Комплексный кепстр	487
16.10. Свойства комплексного кепстра	.	489
16.11. Некоторые свойства кепстральных преобразований	!	492
Приложение 1. Правила перехода от изображения по Лапласу L,(p) к спект¬
ральной плотности S (ш)	496
Приложение 2. Правило преобразования спектральной плотности при интегри¬
ровании сигнала	497
Приложение 3. Согласованная фильтрация узкополосного сигнала с неизвестной
начальной фазой	  498
Приложение 4. Согласованная фильтрация комплексного	сигнала .... 499
Приложение 5. О неоднозначности определения фазочастотной характеристики
спектра сигнала 	 499
Список литературы 	 501
Условные обозначения 		503
Предметный указатель	505