飛機所使用雷達高度計的UHF半波長偶极子天线
**偶极子天线**（英語：或）是在无线电通信中，使用最早、结构最简单、应用最广泛的一类天线。它由一对对称放置的导体构成，导体相互靠近的两端分别与馈电线（英语：）相连。用作发射天线时，电信号从天线中心馈入导体；用作接收天线时，也在天线中心从导体中获取接收信号。常见的偶极子天线由两根共轴的直导线构成，这种天线在远处产生的辐射场是轴对称的，并且在理论上能够严格求解。偶极子天线是共振天线，理论分析表明，细长偶极子天线内的电流分布具有驻波的形式，驻波的波长正好是天线产生或接收的电磁波的波长。因而制作偶极子天线时，会通过工作波长来确定天线的长度。最常见的偶极子天线是半波天线，它的总长度近似为工作波长的一半。除了直导线构成的半波天线，有时也会使用其他种类的偶极子天线，如直导线构成全波天线、短天线，以及形状更为复杂的笼形天线、蝙蝠翼天线等。历史上，海因里希·赫兹在验证电磁波存在的实验中使用的天线就是一种偶极子天线。

直天线的理论分析
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在洛仑兹规范下，任意电流电荷体系在场点r产生的矢势由推迟势公式给出：

{\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} ,\,t)\ =\ {\frac {\mu \_{0}}{4\pi }}\int \_{\mathbb {V} '}{\frac {\mathbf {J} (\mathbf {r} ',\,t\_{r})}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}\,d^{3}\mathbf {r} '}
其中t\_{r}是推迟时刻。

### 积分方程法

对于一般的偶极子天线，天线上变化的电流会产生辐射场，辐射场也会影响天线上的电流分布。求解一般的偶极子天线产生的辐射场是一个复杂的边值问题。对于导体构成的直天线，设其内部的电场的切向分量为{\displaystyle E\_{z}}。这样在天线内部，矢势的切向分量A\_{z}满足方程：

{\displaystyle {\frac {\partial ^{2}A\_{z}}{\partial z^{2}}}-{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}A\_{z}}{\partial t^{2}}}=-{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial z\partial t}}-{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}A\_{z}}{\partial t^{2}}}={\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial E\_{z}}{\partial t}}}
将推迟势公式代入，即可得到天线内部的电流密度{\displaystyle J\_{z}}满足的积分方程：

{\displaystyle {\frac {\mu \_{0}}{4\pi }}\int \_{\mathbb {V} '}({\frac {\partial ^{2}}{\partial z^{2}}}-{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}})({\frac {J\_{z}(\mathbf {r} ',\,t\_{r})}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}})\,d^{3}\mathbf {r} '={\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial E\_{z}}{\partial t}}}
如果使用单频交流电馈电，利用分离变量法，可以将方程转化为：

{\displaystyle {\frac {\mu \_{0}}{4\pi }}\int \_{\mathbb {V} '}J\_{z}(\mathbf {r} ')({\frac {\partial ^{2}}{\partial z^{2}}}+k^{2})({\frac {\exp {(-ik|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|)}}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}})\,d^{3}\mathbf {r} '={\frac {ik}{c}}E\_{z}}
该方程被称为波克灵顿（英語：）积分方程。它需要在适当的边界条件（如天线末端{\displaystyle J\_{z}=0}）下求解。

如果天线由良导体构成，则{\displaystyle E\_{z}}只在天线中心的空气隙中（z=0）明显地不为零，而在导体中近似为零，可以用狄拉克δ函数{\displaystyle U\delta (z)}代替。此时A\_{z}满足一维波动方程，具有驻波形式，满足：

{\displaystyle \int \_{\mathbb {V} '}J\_{z}(\mathbf {r} ')({\frac {\exp {(-ik|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|)}}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}})\,d^{3}\mathbf {r} '=C\cos {(kz)}-i{\frac {\omega \epsilon \_{0}}{2k}}U\sin {(k|z|)}}
待定系数C由边界条件给出。此为海伦(英語：)积分方程。利用矩量法可以求得两个方程的数值解。

### 细空心圆柱形天线

对于截面为圆形，半径远小于工作波长的细空心天线，可以近似认为其上的电流成轴对称分布，可对角度变量进行积分，方程转化为：

{\displaystyle \int \_{-L/2}^{L/2}I(z')({\frac {\exp {(-ik|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|)}}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}})\,d^{3}\mathbf {r} '=C\cos {(kz)}-i{\frac {\omega \epsilon \_{0}}{2k}}U\sin {(k|z|)}}
如果进一步假定天线的半径远小于其长度(两者之比小于1/60)，可以近似认为在积分中，只有z附近的{\displaystyle I(z')}才对A\_{z}有贡献，I与A\_{z}具有类似的形式。这样天线内部的电流强度也近似满足一维波动方程。电流在天线上的分布近似为驻波形式：

{\displaystyle I(z,t)=I\_{0}cos({\frac {2\pi }{\lambda }}(L/2-|z|))\cos(\omega t)}
其中L是天线全长，\omega 是交流电的频率。这种情形下，天线在场点r处产生的矢势为：

{\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} ,\,t)\ =\ {\frac {\mu \_{0}I\_{0}\mathbf {\hat {z}} }{4\pi }}\int \_{-L/2}^{L/2}{\frac {\cos(k(L/2-|z|'))\cos(\omega t\_{r})}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}\,dz'}
如果场点离天线的距离足够远，以至于下列三个条件同时满足时，场点处于辐射区：

{\displaystyle r>>L}
{\displaystyle r>>\lambda }
{\displaystyle r>>L^{2}/\lambda }
此时推迟势公式可近似为：

{\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} ,\,t)\ =\ {\frac {\mu \_{0}I\_{0}\mathbf {\hat {z}} }{4\pi r}}\int \_{-L/2}^{L/2}\cos(k(L/2-|z|'))\cos(\omega t-kr+kz'\cos {\theta })dz'={\frac {\mu \_{0}I\_{0}\cos(\omega t-kr)\mathbf {\hat {z}} }{2\pi kr}}({\frac {\cos {(kL/2\cos {\theta })-\cos {(kL/2)}}}{\sin ^{2}{\theta }}})}
略去不属于辐射场的高阶项，场点的磁感应强度\mathbf {B} 满足：

{\displaystyle \mathbf {B} =\mathbf {\nabla } \times \mathbf {A} \approx {\frac {\mu \_{0}I\_{0}\sin {(\omega t-kr)}\mathbf {\hat {\phi }} }{2\pi r}}({\frac {\cos {(kL/2\cos {\theta })-cos{(kL/2)}}}{\sin {\theta }}})}
辐射功率的角分布为：

{\displaystyle {\frac {dP}{d\Omega }}={\frac {\mu \_{0}cI\_{0}^{2}}{8\pi ^{2}}}({\frac {\cos {(kL/2\cos {\theta })-cos{(kL/2)}}}{\sin {\theta }}})^{2}}
对上式积分，利用三角积分函数，可以给出辐射总功率以及辐射阻抗的表达式:

{\displaystyle P={\frac {\mu \_{0}cI\_{0}^{2}}{2\pi \sin ^{2}(kL/2)}}\{\gamma +\ln(kL)-\operatorname {Ci} (kL)+{\tfrac {1}{2}}\sin(kL)\operatorname {Si} (2kL)-2\operatorname {Si} (kL)+{\tfrac {1}{2}}\cos(kL)[\gamma +\ln(kL/2)+\operatorname {Ci} (2kL)-2\operatorname {Ci} (kL)]\}=R\_{\mathrm {dipole} }I\_{0}^{2}}
若天线的半径与长度之比{\displaystyle a/L}并不小，使用"电流驻波分布"的近似并不准确：有限的{\displaystyle a/L}会为这一定律引入{\displaystyle (\ln {a/L})^{-1}}量级的相对修正。

### 短天线

长度远小于工作波长的天线为短天线。

### 半波天线

参考文献
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1. ↑  Winder, Steve; Joseph Carr.. Newnes. 2002: 4. ISBN 0080497470.
2. ↑ . Resources. Radio-Electronics.com, Adrio Communications, Ltd. 2011  [April 29, 2013]. （原始内容存档于2018-07-18）.
3. ↑  Basu, Dipak.. CRC Press. 2010: 21  [2016-07-06]. ISBN 1420050222. （原始内容存档于2014-07-20）.
4. ↑  Rouse, Margaret.. Online IT Encyclopedia. TechTarget.com. 2003  [April 29, 2013]. （原始内容存档于2020-10-27）.
5. ↑  Balanis, Constantine A.. John Wiley & Sons. 2011: 2.3  [2016-07-06]. ISBN 1118209753. （原始内容存档于2014-07-20）.
6. ↑  約翰·戴維·傑克遜著，朱培豫译.. 人民教育出版社. 1979: 444-446.