sazonov_d_m__antenny_i_ustroistva_svch_1 988 (561328), страница 51
Текст из файла (страница 51)
Отсюда следует„что входная проводимость магнитного внбратора имеет такую же частотную зависимость, как и входное сопротивление соответствующего электрического вибратора. В частности, если полуволновый электрический вибратор в окрестности своей резонансной частоты эквивалентен (по схеме замещения) последовательному колебательному контуру с потерями, то магнитный полуволновый вибратор в окрестности резонансной частоты эквивалентен параллельному колебателыюму контуру.
Проанализируем теперь свойства узких щелевых антенн в плоских экранах, используя результаты, полученные для магнитного внбратора. Предположим, что форма поперечного сечения магнитного вибратора прямоугольная с размерамн широкой стороны д и узкой стороны т, причем дч'„), Расположим этот ленточный магнитный вибратор на поверхности идеально проводящей бесконечной плоскости. В результате приходим к электродннамической модели односторонней щели в экране, возбуждаемой в центре проводником с электрическим током г',а (рис. 9.12). Длина щели равна 21, и ширина щели равна в(.
Распределение магнитного тока (т. е. напряженности электрического поля) в такой модели щели, очевидно, определяется формулой (9.14). Пользуясь методом зеркального изображения, найдем, что электромагнитное поле в верхнем полупространстве, куда излучает щель, удваивается по сравнению с полем магнитного вибратора в свободном пространстве, т. е. оно определяется удвоенным выражением (9.!5).
В нижнем, теневом, полупространстве экрана поле повсюду равно нулю. Проводимость излучения и входная проводимость односторонней щели также удваиваются: бво = — 2Ж„/У,', У~ =2Лах/2с. (9.16) где Й,в и Е'„ — сопротивление излучения и входное сопротивление электрического вибратора с поперечными размерами дХт, находящегося в той же среде, п которую излучает щелевая ан-енна; 6„"'ч н уев""'— проводимость излучения и входная проводимость односто- Рис.
9. ! 2. Электролиза мвческав ыоронней щели в бесконечном эк- деве одностороивез вселевоя антенны ране, размеры которой соответствуют размерам электрического вибратора. Как показал М. А. Леонтович, поперечное сечение металлической ленты шириной 0<(й в расчетах входных сопротивлений (проводимостей) эквивалентно круговому сечению радиуса а=-д/4. С учетом этого при расчете входной проводимости щелевой антенны могут быть использованы формулы нз 9 9.3, относящиеся к электрическому вибратору цилиндрической формы. Наряду с удвоением входных проводимостей для односторонней ели в плоском бесконечном экране происходит удвоение и КНлс о сравнению с его значением для соответствующего вибратора в вободном пространстве.
Это объясняется тем, что из-за наличия крана вектор Пойнтинга односторонней щели в дальней зоне возастает в четыре раза, хотя излучаемая мощность увеличивается только в два раза по сравнению с магнитным вибратором в свободном пространстве. Например, КНД узкой односторонней полуволовой гцелевой антенны в бесконечном плоском экране равен 8,28. В реальных односторонних щелевых антеннах экранирование злучепия в нижнее полупространство осуществляется с помощью бъемных резонаторов илн волиоводов. Здесь существенную роль грают два момента: 1) резонатор изменяет характер распределе~ня возбуждакицей МДС вдоль шелк по сравнению со случаем осредоточениого возбуждения в центре, это может привести к тличию распределения напряжения в щели от синусоидального акона; 2) резонатор обладает собственной реактивной нроводи- мостью„которая суммируется с входной проводимостью щели и изменяет общую входную проводимость антенны.
На практике чаще всего используются полуволновые резонансные щели, в которых закон распределения напряжения практически не зависит от распределения возбуждающей МДС. Зависимость же суммарной входной проводимости щелевой антенны от размеров резонатора н способа его возбуждения используется для по- Ряс. 9.13. Двусторонняя щель в экране (а) н ее электродянамнческая модель (б) путного согласования входа антенны (схема замещения полуволновой щелевой антенны вместе с резонатором в окрестности резонансной частоты имеет вид параллельного колебательного контура с регулируемым коэффициентом включения во входную линию). Наряду с односторонними находят применение н двустороння~ щелевые излучатели в тонком металлическом листе больших раз~ меров (рис.
9.13, а). Электродинамнческой моделью такой антенны может служить пара ленточных магнитных вибраторов, расположенных точно один над другим по разные стороны сплошного бесконечного металлического листа н возбуждаемых синфазными полувнтками электрического тона, подключенными параллельно к общему генератору (рис.
9.13, б). Составляющие векторов электромагнитного поля двусторонней щели по-прежнему могут быть оп-, ределены по формулам (9.15) с добавочным коэффициентом 2, учи тывающим действие зеркальных изображений. Однако здесь прово~ димость излучения и входная проводимость двусторонней щелй нз-за излучения в оба полупространства вдвое больше соответст-,' вующих проводимостей односторонней щели: К =4Ж /л,,', )'"~=4л,'/л„ (9.17) где йз„ н Л'з — сопротивление нзлучення н входное сопротивление ленточного металлнческого вибратора с теми же размерамн, что н щель. С другой стороны, КНД двусторонней щели вдвое ннже КНД односторонней щели, т. е.
совпадает с КНД ленточного металлического внбратора в свободном пространстве. $9.9. СВЯЗАННЫЕ ВНБРАТОРЫ. ИЕТО)Т МАВОЛНМЫХ ЭДС Для получения одностороннего излучения прн соответствующем увеличении КНД прнменяют антенные системы из нескольких внбраторов. В зависимости от способа возбуждения таких систем различают активные вибраторы, входы которых подсоединены к генераторам, н пассивные вибрагоры, не подключенные к источникам колебаннй и возбуждаемые электромагнит- Йг иым полем других внбраторов. Входы пзссннвых нибраторон обычно н "ф подсоеднняют к реактивным нагрун л ге 1 ночным сопротивлениям, не вызыва- 1 Нн юшим снижения КПД антенны.
Простейшая антенная снстема нэ ггг1 ' г1 е ~ гт двух одинаковых параллельных внб- 1 1 йг $ атаров показана на рнс. 9,!4, а. Щ 1 ля определения токов н напряже- 1 ний на входах внбраторов удобно представить систему эквнвалентным четырехполюсннком, характеризуемым матрицей сопротивлений Х (рис. 9.14, б).
Днагональные элемен- р1 ы матрнцы Йп н язз представляют г„гг, ~юг з„г обствеппые сопротивления внбрато- йг 4 ов, определяемые в режиме холо- ег 4~ ~йг того хода другого внбратора, Не- 4г Ггг иагональные элементы йд=Еги явяются взаимными сопротивления- б) и, учитывающими электромагнит- Рис. 9.14. связанные внбрзторм ную связь между вибраторами. (а) н нх схема ззменгення (б) Г1редпочтенне матрнце Е отдано следствие того, что соответствующие ее определению режимы хоостого хода как бы исключают разомкнутые вибраторы нз учатня в формнрованнн ноля нзлучения (это предположение выполяется более точно для резонансных полуволновых н более коротих внбраторов).
Поэтому можно ожндать, что добавление каждоо последующего вибратора в систему не приведет к изменению обственных н взаимных сопротивлений, существовавших до появ- ения нового внбратора. (9.18) где координата г отсчитывается от середины каждого вибратора, Входные токи 1м и 1рр следует определять из решения системы линейных уравнений Кирхгофа: и,=1,ли+1 К, =Е,— 1,х„м (9.19) (' 2 10с~ср+ 102с 22 ~ с 1м~н2~ где са с, А'с — ЭДС возбуждающих генераторов; Х„с и йю — внутренние сопротивления генераторов (в пассивном вибраторе следует полагать сз'с=0 и считать 2„; сопротивлением нагрузки). Для нахождения взаимных н собственных сопротивлений внбраторов в 1922 г.
независимо Д. А. Рожанским в СССР и Л. Бриллюэном во Франции был предложен приближенный метод наводимых ЭДС, впоследствии усовершенствованный И. Г. Кляцкиныи, В. В. Татариновым и А. А. Пистолькорсом. Суть метода наводимых ЗДС сводится к следующему. Окружим один из вибраторов сыстемы (например, первый) замкнутой цилиндрической поверхностью 5 (рис. 9.!4, а) высотой 21 и радиусом р. Нормальные к этой поверхности составляющие вектора Пойнтинга а местной цилиндрической системе координат данного вибратора: П = — о,ж,Н~, П =0,БЕ И .
' Очевидно, что интеграл от нормальной составляющей вектора Пойнтинга по поверхности цилиндра есть мощность, отбираемая вибратором от генератора. Поскольку вблизи вибратора векторы Е и Н не находятся в фазе (как это имеет место в дальней зоне)~ мощность оказывается комплексной величиной, причем активна составляющая при среде без потерь равна излучаемой данным виб1 ратором мощности.
Совместим поверхность 5 с поверхностью вибратора, т. е. положим р=а и 1.=1. Тогда при радиусе вибратора а — 0 интегралы по торцевым поверхностям цилиндра от компонента П, вектора Пойнтинга стремятся к нулю и мощность определяется интегрнро~ ванием только по боковой поверхности: с ъ с Рс=~ '1 Праблбф= — 0,5 ) Е„(и).2пссНрсбз, где учтено, что при а- 0 и ач~д поле вблизи вибратора практиче-,' ски не зависит от азимутальной координаты ф.
Прн не слишком малых расстояниях между тонкими вибраторамн (т. е. при д»а, а«1) можно по-прежнему считать справедливым в первом приближении синусоидальный закон распределения тока вдоль вибраторов: 1сс,2(~) 1осл[зсп г(1!л с~)с/зсп г112» 11редставим полную касательную составляющую Вм(а) на боковой поверхности вибратора в виде суммы Е ~ — — Й,»+Ем,, где В,» — составляющая, порождаемая токами первого вибратора„и Е„,— составляющая, порождаемая токами второго вибратора, а также примем во внимание, что 2яаН,*=1*м есть комплексио-сопряженный ток первого вибратора. Тогда формула для мощности Р, примет вид Р,= — 0,5(1 Е,1„6*-)-1 Е„1„6*) . ~ — г -1 Мощность Р, можно записать и иначе: через напряжение и ток иа входе вибратора.
Принимая во виимание (9.19), имеем Р =0,5lмЬ,=0,5((м( ~ +(м! У-,). Сопоставляя оба выражения для мощности Р» приходим к основным расчетным соотношениям метода наводимых ЭДС для определсякя взаимных и собственных сопротивлений вибраторов: 1 Г ° ° а Е» —— —. ~ Е„',Хмел. (9.20) !Ро~р — а Выражения для 2т~ и 2»=Хм получаются очевидной заменой индексов: 1 2. Вместо взаимных и собственных сопротивлений вибраторов по входам вибраторов можно также использовать взаимные и собственные сопротивления Х»м и 2»„, отнесенные к токам в пучносгях распределений на каждом вибраторе. Очевидно„ что имеет место простая связь (см.
(9.12)) Е,„,=Хм юп Р(, э(п (Ям Еп„— — Ец э(п~Я. Касательные составляющие йм, и В,» в выражениях (9.20), по существу, представляют собой ЭДС, приходящиеся на единицу длины вдоль боковой поверхности вибратора и порождаемые токами либо второго, либо первого вибратора, что и объясняет название чметод наводимых ЭДС». Возникает вопрос: почему же на боковой поверхпости вибратора касательные составляющие отличны от нуля и интегрирование в (9.20) распространено на всю длину вибратора вместо ожидаемой области возбуждающего зазора, где должно быть сосредоточено касательное электрическое полег Ответ обусловлен двумя обстоятельствами: во-первых, на боковой поверхности вибратора должна обращаться в нуль касательная составляющая полного электрического поля, а не отдельных его частей; во-вторых, и это главное, в методе наводимых ЭДС вместо неизвестных точных распределений токов в вибраторах используют первое сипусоидальное приближение (9.16), которое пс может обеспечить строгого выполнения граничных условий.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
