Сазонов Д.М. Антенны и устройства СВЧ (1988) (1095425), страница 59
Текст из файла (страница 59)
Границы рабочего диапа. зона в первом приближении определял'' 7з ются частотами резонанса крайних вы- ступов, наиболее близких к центру ан- 1 тенны и наиболее удаленных от него. Легко может быть достигнут рабочий диапазон частот 10:1 и более . Среднее входное сопротивление пло. ской логопериодической антенны обычно превышает 100 Ом и зависит от значения углов а и р.
При а=р=45' форма металлической части антенны совпадает с формой ее щелевой дополнительной части и в соответствии с формулой Х,Яэ= (60п)' входное сопротивление должно составлять около 188 Ом. Измерения дают несколько меньшее значение, равное примерно 150 Ом. Уменьшение среднего входного сопротивления, желательное для облегчения согласования входа антенны с 75-ом коаксиальным кабелем, может быть достигнуто уменьшением угла р. ДН плоской логопериодической антенны состоит нз двух широких лепестков, ориентированных перпендикулярно плоскости плеч. Излучение в плоскости антенны невелико для всех направлений.
Вектор Е в направлении мансимального излучения поляризован параллельно осн к, а излучение с поляризацией, параллельной оси у, мало, Ширина лепестнов ДН зависит от безразмерного периода структуры т. При изменении т от 0,80 до 0,25 при углах а= в=45' происходит плавное уменьшение ширины лепестнов по половинной мощности от 73 до 38'. Г1ри совершенствовании логопериодических антенн были найдены значительно более простые формы плеч (на рис.
10.27, а — г показана только половина антенны). Было также обнаружено, что разворот плеч антенны относительно оси к на угол ф(90' может обеспечить однонаправленное излучение в сторону вершины струк- туры (рис.~10.28, а). Направление максимума излучения совпадает с биссектрййой угла яр. В предельном случае яр=0 оба плеча антенны совмещаются и образуется плоская логопериодическая антенна (рис. 10.28, б).
Тал х а' г\ а" Х) ' б) а1 а1 Ркс. 10.27. Формы логоперноднческнк структур кую антенну удобно трактовать как линейную решетку симыетричиых вибраторов монотонно изменяющейся длины, возбуждаемых двухпроводной линией с перекрещивающимися проводниками. Линия возбуждается от генератора со стороны вибраторов меньшей Рнс.
10.28. Однонаправленные логоперноднческне внбраторные антенны: а — яаястеяястяяяяяя: б — плоская длины. Конструктивное выполнение плоской антенны, не требующее специального снмметрирующего устройства, показано на рис. 10.29, а. Для объяснения действия вибраторной логопериодической антенны следует вначале выделить активную область с наибольшими излучающями токами. В нервом приближении зта область включает в себя вибратор резонансной длины (размер плеча около Л/4) и пару вибраторов, примыкающих к нему с двух сторон. Другие вибраторы из-за значительной расстройки возбуждаются слабее, и их влияние на излучаемое поле невелико.
Условия возбуждения и взаимное влияние вибраторов активной области сочетаются таким образом, что более длинный вибратор ведет себя как рефлектор и ток в нем опережает по фйзе ток резонансного вибратора. Напротив, ток в более коротком вибраторе отстает по фазе от тока резонансного вибратора, и короткий вибратор играет роль директора.
Совместное излучение нескольких внбраторов активной области усиливается в направлении вершины антенны и компенсируетси в обратном направлении, т. е. в сторону расположения более длинных вибраторов. Форма измеренной ЛН в плоскостях Е и Н для одного из образцов плоской антенны показана на рис.!0.29, б. В плоскости Е ДН получается уже из-за направленных свойств одл „, Р-г ного вибратора в этой плоско- Щ т Х „", аи сти.
л„,аьд 1 ~Расее Рабочая полоса частот виб- раторной логопернодической Рласаооиьи антенны снизу ограничивается аасаьс саь допустимымн габаритами са- мых больших внбраторов ДР С (1ьааа=Хиьаа/4) и сверху — размерами самого малого вибратора (1,и, Э м/4). Однако для сохранения удовлетворительного направленного действия на крайних частотах рабочего Рд' РР' диапазона следует позаботить- Р/ ся, чтобы вибратор, резонирую- щий на самой длинной волне, Рис.!0.29. Виораториая лосооериолиае- имел после себя еще один-два сная антенна более длинных внбратора-реф- ' лектора,а вибратор,резонирующий на самой короткой волне, имел впереди себя, т.
е. ближе к точкам возбуждения, два-три более коротких вибратора-директора. Практически удается в 10-кратном диапазоне длин волн с помощью вибраторных логопериодических антенн получать почти неизменные характеристики направленности при коэффициенте отРажения на входе )р~ =(0,20 — 0,25). Участок. двухпроводной линии между точкой возбуждения и началом активной области антенны используется для канализации мощности. Короткие вибраторы, расположенные на этом участке, обладают большим реактивным сопротивлением и почти не нагружают линию, лишь несколько уменьшая ее эквивалентное волновое сопротивление.
Мощность, проходящая по распределительной двухпроводной линии, интенсивно излучается активной областью, н поэтому участок линии от вершины антенны до начала активной об- ласти работает в режиме бегущей волны. Глава 11 ЛИНГР)НЫВ АВТВНН)й И РН()УТКИ й ыл. линенные излучАющие системы. идеАльный линеиныЙ излучАтель Линейной излучающей системой называют систему из одинаковых источников электромагнитного поля„называемых элементами, распределенных непрерывно илн дискретно вдоль заданного направления в пространстве. Примерами таких систем являются прямолинейный провод с электрическим током, протяженная щель в плоском экране с напряжением, приложенным между ее краямн, система одинаковых вибраторов, центры которых расположены на с прямой линии, н т.
д. Продольный Я размер линейной излучающей систе- аз Яа мы произволен, а поперечные разме- т в В ... в ры чаще всего малы нли соизмеримы с длшюй волны. Парцнальные ДН элементов системы предполага- вгвт ются одинаковыми, что эквивалент- а~ но постулнрованию одинакового эа- та 1 „в кона распределения излучающих Й токов внутри каждого элемента. В в х целом линейная излучаю|цая систе- т/' та ма полностью определяется законом размещения центров излучателей вдоль оси и законом распределения Рнс.
Ы Е К расчету ннпмнтаая комплексных амплитуд воабужде- напрааааннпстн ния по отдельным элементам, так называемым амплитудно-фаэоэым распределением возбуждения. В соответствии со сформулированой в $9.6 теоремой перемножения ДН линейной излучающей системы можно представить в виде 1(О, ар) — -- Газ(0, ~рЦ (0), где Г,а (О, ~р) — векторная комплексная ДН элемента в собственной системе координат, определяющая поляризацию излучения; 5(0) — скалярный комплексный множитель направленности системы изотропных излучателей, располагаемых в точках размещения центров элементов вдоль оси системы. Для дискретной системы излучателей, располагаемых в У заданных точках за на оси, т.
е. для линейной антенной решетки (рис. 11.1,а), множитель направленности в соогветствии с формулой (9.22) может быть записан в виде м У',(0)= 2' У'„еЛма~а, (11. 1) а=! где т =Рнехр()Ф„) — комплексная амплитуда возбуждения излу- чателя с номером и; з„соя Π— разность хода лучей, идущих из начала общей системы координат и из точки расположения излучателя с номером и в точку наблюдения.
Непрерывную линейную излучающую систему — линейный излучатель — можно рассматривать как предельный случай линейной антенной решетки длиной 1. с числом элементов, стремящимся к бесконечности (рис. 11.1, б). Тогда суммирование в (11.1) заменяется интегрированием и множитель направленности линейного излучателя приобретает вид х/х у(з) ~ ! (з) ефряеаъе бз — Цх (11.2) где )(я) =1(з) ехр ЦФ(з)) — амплитудно-фазовое распределение по длине излучателя; з соя Π— разность хода лучей.
Множители направленности дискретной и непрерывной излучающих систем не зависят ог азнмутальной координаты и обладают симметрией вращения вокруг осн к В физическом отношении эти множители описывают интерференцию сферических волн, возбуждаемых изотропными источниками. При создании остронаправленных антенн обычно стремятся, чтобы в заданном направлении излучаемые поля элементов складывались синфазно или почти синфазно, а в других направлениях эти поля должны в возможно большей степени компенсировать друг друга.
Если ДН одного элемента является достаточно широкой, то она не оказывает существенного влияния на форму общей ДН антенны в окрестности максимума излучения. Поэтому при анализе остронаправленных антенн основное внимание обычно уделяют множителю направленности. Вводя новую переменную м= з соз О, называемую лространсгзенлой частотой, и формально расширяя пределы интегрирования до бесконечности (для этого достаточно доопределить функцию распределения возбуждения нулем вне интервала Е), выражение (11.2) можно привести к виду интегрального преобразования Фурье У(я)= ) У(з)е1" дз.
(! 1.3) Таким образом, между множителем направленности и функцией возбуждения линейного излучателя существует такая же связь, как и между формой импульса напряжения в электрической цепи и его частотным спектром. Огмеченная аналогия является достаточно глубокой и допускает перенесение многих результатов спектральной теории сигналов в теорию антенн. Еще одним преимуществом представлении множителя направленности линейной антенны в виде (11.3) является возможность проведения расчетов на ЭВМ при сколь угодно сложных амплитудно фазовых распределениях возбуждения по стандартным программам быстрого преобри- эавания Фурье, дающим выигрыш в скорости вычислений в десятки н сотни раз по сравнению с программами обычного численного интегрирования. )(деальный линейный излучатель.
Так называют линейную излучающую систему с распределением возбуждения »(г)=»ае-»чв" при )г( <Е!2* (! 1.4) Рнс. 11зй Равномерное амплнтудное (а) н лннейное фазовое (б) распределенне возбужденна в ндеальном лннейном нзлучателе У(В)=ззп Ччр, (11.5) где Ч»=ОБОЕ(сов Π— $). Новая обобщенная угловая переменная Ч' имеет смысл половины разности фаз колебаний, приходящих в удапенную тачку наблюдения от крайних точек излучателя, с учетом сак пространственной разности хода рЕ соз О, так и полной разности )»аэ возбуждения крайних точек излучателя.
где»а — постоянная амплитуда; р=2п/Х вЂ” волновое число среды, окружающей излучатель; $=с/а — коэффициент замедления фаэавой скорости возбуждения а по отношению к скорости света с. Распределение амплитуды возбуждения в идеальном линейном нэлу- !1(л( чателе равномерно, а распределение фазы подчинено линейному закону„характерному для бегущей вдоль координаты г волны 0 Ю (рнс. 1!.2). При $=-б фаза ваз- а» буждсппн постоянна вдаль излу- „асФи» чателя, чта соответствует беско- а»"4» нечпай скорости распространения возбуждения. При ) $ ~ <1 фазовая скорость возбуждения пре- 1»Я е вышает скорость света в окружаюшем антенну пространстве.
При ) $ ) = 1 фазовая скорость точно равна скорости света, и, наконец, при ) $) >! возбуждение идеального линейного излучателя осуществляется замедленной бегущей волной. Положительным $ соответствует движение волны возбуждении в сторону положительных значений г, отрицательным — в обратную сторону. Идеальный линейный излучатель является своеобразным эталоном, относительно которого оцениваются свойства и параметры линейных излучателей с другимн распределениями возбуждения.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
