sazonov_d_m__antenny_i_ustroistva_svch_1 988 (561328), страница 71
Текст из файла (страница 71)
При углах наблюдения поля, составляющих с осью раскрыва углы О(!5', величиной соРи ='0,067 в поправке можно пренебречь (это так называемое приближение Френеля для мал>ях углов) и остающаяся главная часть поправки рх/2/>> оказывается пс зависнщсй ст углов наблюдения. Действие поправки Френеля для малых углов в формуле (12.6) оказынзется эквиналептпым ппесепнк> в амплитудно-фазсвое распределение рагкрынз квадратичных фазовых искажений с он>ибксй на краю раскрыва по отношению к его центру Ф„н= — р/)е/(8Й) (Π†наибольш размер раскрыва; )1=-2п/Х).
Поэтому проводить специальный анализ угловых распределений поля рзскрыва в промежуточной области не требуется †э распределения повторяют форму множителя направленности раскрыва прн наличии квадратичных фазовых искажений амплитудно-фазового распределения. При переходе из дальней зоны в промежуточную область синфазного раскрыва в угловом распределении поля сначала наблюдается «заплывание» нулей излуче- ',а/яа ния и расширение главного лепестка. Прн дальнейшем уменьшенин расстояния главный лепес- /й ток углового распределения поля й раздваивается н частично слива- »та ется с боковыми лепестками, т. е. рнс. 121з плотность потока мошнмеется полная аналогия с изме- ности на оси круглого раскрына нениямн /111 па рис.
11.9 прн воз- со спадаюшкм амплитудным расрастаикп квадратичной фазовой пределеиием ! — (зри!а ошибки Фв Весьма характерным являешься изменение модуля вектора Пойнтинга на оси г синфазного раскрыва. Расчетные результаты для раскрыва круглой формы со спадающим амплитудным распределением 1 — 4ра/О' приведены сплошной линией на рис. 12.18, причем Расстовние /с ноРмиРовано к Рл,=2с)а/Х и на этом Удалении (гРаница дальней зоны) модуль вектора Пойнтинга -условно принят равным единице. Свойственный дальней зоне закон изменения вектора Пойнтинга 1/ьао„=- (/тЯлн)-е показан штриховой линией.
В промежуточной области этот закон неприменим. Вектор Пойнтинга имеет осциллирующее поведение на осн х и при приближении к раскрыву стремится к постоянному значению, определяемому амплитудным распределением в раскрыве. Осцилляцни вектора Пойнтинга на оси раскрыва в промежуточной области хорошо объясняются интерференцией колебаний, приходяших в точку наблюдения от различных зон Френеля на плоскости раскрыва. Зоной Френеля называют такую кольцевую область в плоскости раскрыва хОд, крайние элементы которой создают в точке наблюдения парциальпые волны излучения с фановым сдвигом и. Для синфазного раскрыва разность расстояний от краев зоны Френеля (точкн А и В на рис. 12.14. а) до точки наблюдения Р должна составлять Х/2. Отсчет зон ведут от проекции точки наблюдения на плоскость раскрыва, принимая эту проекцию за нулевую зону.
Для точки наблюдения, расположенной на оси синфазного раскрыва па расстоянии Й от его центра, внешний радиус зоны Френеля с номером и дается очевидным соотношением Площади отдельных зон Френеля получаются почти одинаковыми: З'„=и ((Р„)* — (р„,)'3=п1гЛ+(2 ЦИУ4= п1Р.. Разбивая каждую зону Френеля на ряд элементарных кольцевых источников и суммируя в точке наблюдения излучениые колебания с учетом их фаз, различных из-за изменения расстояния до точки Р, можно найти вклады Е,, Ем ... отдельных зон в общее поле в точке наблюдения (рис. 12.14, б). Из построения видно, что векторы Еь создаваемые соседними зонамн Френеля, оказываются проти- Рнс. 12.!4. Зоны Френеля: а — востроевне эоны с нокеров л; 6 — ваэнажкеж вклады атдельвжэ эон в валкое аале всонежттачвоа аблэстн воположными по направлению, а их амплитуды уменьшаются с увеличением номера зоны, а также из-за спадающего к краям амплитудного распределения возбуждения раскрыва вследствие возрастания расстояний до точки Р.
Результирующий вектор напряженности поля в точке наблюдения представляет сумму противоположно направленных слагаемых Е=Е,+Ее+Ее+ ..., число которых определяется числом зон Френеля, попадающих в пределы раскрыва антенны. Для круглого синфазного раскрыва диаметром О число зои Френеля определяется отношением площади раскрыва к площади одной зоны пф=и119(4иЮ). Выражая расстояние до точки наблюдения в относительных единицах К,тн=М:(2091), получаем иа = (1/8) Иотн.
Для точек наблюдения в дальней зоне раскрыв составляет лишь малую часть первой зоны Френеля, остальные зоны на плоскости хОу являются неизлучающими и интерференции нет. При уменьшении расстояния до точки наблюдения число зои Френеля на раскрыве увеличивается и наблюдается интерференция колебаний, из- лучаемых отдельиымн зонами. Возникает чередование максимумов и минимумов и осевом распределении вектора Пойнтиига (см.
рис. 12.13). Нечетному числу зон Френеля на раскрыве соответствуют максимумы осевого распределения модуля вектора Пойнтннга, четному числу зон Френеля — минимумы этого распределения. Глубина минимумов зависит от степени спадания амплитудного распределения возбуждения к краям раскрыва. Наиболее глубокие минимумы (почти до нулевого уровня) наблюдаются при равномерном амплитудном распределении. Сфокусированный раскрыв.
Если в амплитудно-фазовое распределение синфазного раскрыва ввести добавочный квадратичный фазовый сдвиг с опережением на краю раскрыва Фз=(1)М/(8)1е), где р=2п)Л, то главная часть фазовой поправки Френеля в промежуточной области — йр'(1 — соз' а)/(2Й) для точки наблюдения г= =-Рт на оси раскрыва окажется скомпенсированной и угловое распределение поля на этом расстоянии окажется точно таким же, как ДХ/ синфазного раскрыва в дальней зоне (это справедливо при сова<<!, т. е.
для углов наблюдения О(15 —:20'). В этом случае принято считать, что раскрыв сфокусирован в точку а=а и эта точка называется'фокусом раскрыва. Для синфазного раскрыва точка фокуса находится в бесконечности. Фокусировка раскрыва часто используется при измерениях ДН антенн на уменьшенных расстояниях. В этом случае введением в раскрыв исследуемой антенны преднамеренных квадратичных фазовых искажений с опережением на краю раскрыва удается в десятки раз уменьшить расстояние, на котором угловое распределение поля повторяет форму центральной части ДН. В зеркальных и линзовых антеннах для осуществления фокусировки в нужную точку промежуточной области достаточно сдвинуть облучатель из фокуса вдоль оси раскрыва в сторону от зеркала или линзы.
Сфокусированные раскрывы применяют также в радиолокации для повышения разрешающей способности при обнаружении целей, находящихся в промежуточной области раскрыва, в системах беспроводной передачи электромагнитной энергии на относительно небольшие расстояния, в установках для воздействия на различные объекты концентрированным электромагнитным излучением, при диагностике параметров диэлектриков и плазмы путем их «раднопросвечивания». В многоэлементных антенных системах фокусировка осуществляется установкой надлежащих фазовых сдвигов возбуждения на входах отдельных излучателей, а также выбором формы поверхности, на которой располагаются излучатели.
Хорошей электродинамической моделью сфокусированного раскрыва является отверстие больших электрических размеров в плоском экране 1, возбуждаемое сходящейся сферической волной 2 (рис. 12.15). С позиций геометрической оптики вся излучаемая мощность сфокусированного раскрыва концентрируется в точке фокуса, а коническая поверхность, проходящая через фокус и края раскрыва, является резкой границей «света и тени». На самом деле резкой границы нет и электромагнитное излучение как бы «диффундирует» из области света в окружающее пространство. В районе фокуса область концентрации электромагнитного поля имеет конечные размеры и плотность потока мощности оказывается ограниченной. Для оценки степени концентрации электромагнитного поля сфокусированным раскрывом введем, следуя Б. Г. Беляеву [14),специальную характеристику — границу основного потока мощности.
Под основным потоком мощности (ОПМ) будем понимать ту часть излучаемой мощности, которая при г синфазном раскрыве переходит в глав- ный лепесток ДН. (Отношение ОПМ с к полной излучаемой мощности есть аьласть, всласть не что иное, как эффективность глав- 9 ного луча антенны 1 — Рщ где Ро — коэффициент рассеяния мощности в бо/ ьзььсть ковые ленестки.) Границей ОПМ на- 1 . Фета зовем поверхность, охватывающую часть пространства, внутри которой заключен ОПМ. Для получения уних нереальной картины распределения ОПМ в пространстве, пригодной для ель сфокусиро раскрывов произвольного диаметра ванного раскрыва в виде отверстия в плоском экране ~)>>Х, целесообразно ввести нормированные цилиндрические координаты р*=2р/ь) и гь=г(4Ч'о/(рй)'1, где р=2п/Х, Ч'о †значен обобщенной угловой координаты Ч"= =0,5 ))ь)з)пб, соответствующее первому нулю излучения сннфазного раскрыва*. При таком выборе координат радиус раскрыва приводится к единице, а угол нулевого излучения (т.
е. полуширнна главного лепестка по нулям) синфазного раскрыва оказывается равным 45' независимо от электрического размера раскрыва н вида амплитудного распределения. Стандартному. началу дальней зоны гхь=20з/). соответствУет ноРмиРованнаЯ кооРдина~а гьпь-б. В нормированных координатах рь, г' граница ОПМ для раскрыва круглой формы определяется аппроксимационной формулой е (ге) (О оз)з (( а/г'.1з!з+(га)згз]о,з где г*г — точка фокуса. Положение границы ОПМ, даваемое этой формулой, является инвариантным к виду амплитудного распределения: от вида этого распределения зависит лишь относительное значение основного * для круглого снифазиого раскрыва с равномерным амплитудным распределением Ч'ь —— -3,83.
Прн спадающих амплитудных распределениях (1 — (2ргО)Ч" %,ж1 25(у+3), где 05(т~9. Эффективность главного луча составляет 0,838 при э=о; 0,983 при т= 1 и 0,997 при т=2. потока 1 — Рп. Вид границ ОПМ в нормированных координатах р . д* показан на рнс. 12.16. Единичный отрезок на оси р" представляет радиус раскрыва, а прямая линия, проведенная под углом 45' из начала координат, — направление нулевого излучения для синфазного раскрыва.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
