Текст
                    

'^^ггкочержевский Г. А. Ерохин Н.Д.Козырев АНТЕННО-ФИДЕРНЫЕ УСТРОЙСТВА АНТЕННС ФИДЕРНЫ УСТРОЙСТВ 1 Учебнк ДЛЯ ВЫСШк учебнь заведена •Радио и связь»

':ПГГЛ>чер^сс>'^^'''г--"— ; А. Ерохин 1Д. Козырев ДНТЕННО - ФИДЕРНЫЕ УСТРОЙСТВА Допущено Министерством высшего и среднего специального образования СССР в качестве учебника для студентов вузов, обучающихся по специальности «Радиосвязь, радиовещание и телевидение» СТС1 А , И.В. (Е) Москва "Радио и связь» 1989 эас- чеб- вы- юти ро- йка *ех- ла- ние i и ТВ. ис- ых яе- ых же ич- аг- )О- )Н- 1И- 111- >0- ке в на ы, а- а- 'в fi- le 3
К 55 УДК 621.396.67(075.8) Рецензенты: кафедра антенн и радиопередающих устройств Таганрогского радиотехнического института (зав. кафедрой доктор техн, наук, профессор Б. М. Петров) н доктор техн, наук, профессор В. Г. Ямпольский Редакция литературы по радиотехнике Кочержевский Г. Н. и др. К 55 Антенно-фадериые устройства: Учебник для вузов/ Г. Н. Кочержевский, Г. А. Ерохин, Н. Д. Козырев. — М.: Радио и связь, 198^-*-352 с.: ил. ISBN 5-256-06IJ99-M Рассматриваются основа вопросы теории излучения и приема радиоволн и физические принципы работы основных типов антенно-фидерных устройств различ- ных диапазонов воли, новые и перспективные антенны. Основное внимание уделяется антеннам для радиорелейных линий, космической радиосвязи, телевидения. Исполь- вуются современные методы анализа я синтеза антенн с применением ЭВМ. Для студентов электротехнических институтов связи по специальности «Радио- связь. радиовещание и телевидение». . 230202000-020 К 046(01 )-89 20-89 ББК 32.845 ISBN 5-256-00199-Х (£ Издательство «Радио и связь , 1989
ПРЕДИСЛОВИЕ Настоящая книга является учебником по второй части курса <Рас- пространеиие радиоволн и антенно-фидерные устройства» (учеб- ник по первой части курса — «Распространение радиоволн» — вы- шел в издательстве «Радио и связь» в 1984 г.) для специальности «Радиосвязь, радиовещание и телевидение» и соответствует про- грамме этого курса, утвержденной в 1984 г. В основу учебника положены лекции, читаемые авторами в Московском электротех- ническом институте связи. Учебник состоит из двух частей. В первой части (гл. 1—6) изла- гаются основы теории антенн. При этом значительное внимание уделяется подробному пояснению математических выкладок и разъяснению физических принципов работы антенных устройств. Во второй части (гл. 7—14) рассматриваются основные типы ис- пользуемых в -настоящее время и перспективных антенных устройств. Значительное внимание уделяется антеннам, применяе- мым в радиосвязи и радиовещании (антенны для радиорелейных линий, телевидения, космической радиосвязи и др.). В этой же части рассматриваются особенности линий питания антенн различ- ных диапазонов волн (общая теория линий передачи электромаг- нитной энергии рассматривается в курсе «Техническая электро- динамика»). Изучение антенн различных типов производится по диапазон- ному принципу. Наряду с традиционными методами расчета значи- тельное место уделяется изложению новых методов анализа и син- теза антенных систем, развитых в настоящее время и ориентиро- ванных на применение ЭВМ. Изложение этих методов, а также методов автоматизированного проектирования целесообразно в лекционном курсе иллюстрировать структурными схемами про- грамм расчетов. В качестве примера в приложении 2 приведена структурная схема программы расчета параболической антеииы, включающая элементы системы автоматизированного проектирова- ния (САПР). В книге рассмотрены такие современные типы антенн, как: ска- нирующие антенные решетки и решетки с обработкой сигнала (в том числе адаптивные антенны), малогабаритные активные антен- ны и антенны в печатном исполнении, оптимальные рупорные 3
облучатели для больших зеркальных антенн, малогабаритные широкополосные конические вибраторы, рельефные импедансные антенны, коротковолновые синфазные антенны с самодополни- тельными вибраторами и кабельным питанием, средневолновые антенны — мачты шунтового питания с пониженным волновым сопротивлением, приемные гониометрические ферритовые антен- ны и др. Учитывая большое внимание, уделяемое в настоящее время проблеме электромагнитной совместимости (ЭМС), в книге имеет- ся специальная глава, посвященная вопросу ЭМС антенных устройств. Вопросы антенных измерений, отсутствующие в про- грамме курса, в книгу не вошли. Предисловие, гл. 1—3, 6, 9, 11—13 и приложение 1 написаны Г. Н. Кочержевским, гл. 4, 5, 7, 8, 10 и приложения 2 и 3 — Г. А. Ерохиным, гл. 14 —Н. Д. Козыревым. Замечания и пожелания по книге следует направлять в изда- тельство «Радио и связь*. СПИСОК ОСНОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ А**— векторный потенциал магнитного тока А3— векторный потенциал электрического тока а — радиус провода; радиус круглого волновода; размер широ- кой стенки волновода В — реактивная проводимость электрической цепи b — размер узкой стенки волновода С—электрическая емкость, Ф Ci — погонная емкость линии, Ф/м с=3-10в м/с — скорость электромагнитной волны в вакууме D — коэффициент направленного действия антенны (КНД); рас- стояние между проводами; диаметр d — расстояние между соседними элементами антенны; расстоя- ние между проводами ё —электродвижущая сила (ЭДС) Е — напряженность электрического поля, В/м F — фокус, частота f — фокусное расстояние, частота f(0, <Р). f(A. б) —ненормированная характеристика (диаграмма) направленно- сти антенны Г(0, <р), Г(Д, 6)—нормированная характеристика (диаграмма) направленности антенны G — коэффициент усиления антенны (КУ); активная проводи- мость Gf — погонная активная проводимость линии. См/м Н — напряженность магнитного поля, А/м Ня — вертикальный размер антенны h — высота подвеса антенны ПИ «ГЧЗ
/, /э — электрический ток (амплитуда) /п — амплитуда тока в пучности /о — амплитуда тока в точках питания антенны /•" - магнитный ток i—У—1 — мнимая единица J — плотность поверхностного тока, А/м &—2л/1 — коэффициент фазы (волновое число) поперечной электро- магнитной волны Т в вакууме, м-1 Кб.в — коэффициент бегущей волны (КБВ) Кс.в—коэффициент стоячей волны L — индуктивность, Гн; длина провода L\ — распределенная индуктивность, Гн/м I — длина плеча вибратора; длина отрезка линии /д — действующая длина антенны М — взаимная индуктивность п — относительный показатель преломления К — число излучателей решетки — мощность излучения Ро — мощность, подводимая к антенне Ps — полная мощность Г — коэффициент отражения в фидере Q—добротность; электрический заряд q — отношение модулей токов в вибраторах R — электрическое сопротивление, Ом; радиус; модуль коэффи- циента отражении /?1 — распределенное активное сопротивление линии, Ом/м Ri—нормированное (относительно волнового сопротивления) активное сопротивление линии /?у — сопротивление излучения RB, - активная составляющая входного сопротивления антенны г — расстояние, радиальная координата S — плошадь Sn— действующая (эффективная) площадь антенны s — шаг спирали; коэффициент согласования антенны по поляри- зации Т —период колебания; температура, К Га — эквивалентная шумовая температура атенны (антенная тем- пература) Гя — яркостная температура t — время; коэффициент равномерности поляризационного эл- липса и — обобщенная угловая переменная U — напряжение о — фазовая скорость V — объем U7 — волновое сопротивление линии без потерь 5
— характеристическое сопротивление волны — характеристическое сопротивление волны в свободном про- странстве X — реантивная составляющая сопротивления Xi — распределенное реактивное сопротивление линии У — комплексная проводимость Yi — комплексная распределенная проводимость линии ^вх — комплексное входное сопротивление (входной импеданс) Хо, уо. 2о — орты прямоугольной системы координат а — коэффициент ослабления, м_|; угол полотна логопериодяче- ской антенны Р — коэффициент фазы, м~*; угол поляризации Y—коэффициент распространения; угол раствора рупора; коэф- фициент замедления c/v А — угол между горизонтальной плоскостью и направлением на точку наблюдения (угол наклона) А=ЕКр/£о — отношение напряженности поля на краю излучающего рас- крыва к напряженности поля в центре раскрыва (пьедестал) 6 — угол потерь; относительный допуск на изготовление поверх- ности параболической антенны ел — абсолютная диэлектрическая проницаемость, Ф/м 8о= 10-9/36л — электрическая постоянная 8/^еа/8о — относительная диэлектрическая проницаемость Т] — коэффициент полезного действия (КПД) 0 — угол между осью z (ось антенны) и направлением на точку наблюдения Хв — длина волны в волноводе Z — длина волны и свободном пространстве — критическая длина волны v — коэффициент использовании линейной решетин уа — коэффициент использования поверхности антенны (КИП) ра — абсолютная магнитная проницаемость, Гн/м Цо=4я-1О~7— магнитная постоянная fU=pa/po — относительная магнитная проницаемость П — вектор ПоЙнтинга р — удельное сопротивление, Ом/м; радиальная координата а — удельная проводимость. См/м; поверхностная плотность электрического заряда т— толщина; безразмерный период логарифмической структуры; поверхностная плотность электрического заряда ф — угол между осью х и направлением иа точку наблюдения в плоскости хоу (азимутальный угол) ф — угол сдвига фаз между токами в элементах антенны V(0, Ф) —фазовая характеристика направленности Q—телесный угол, ср ю — угловая частота, с-1 рп, 0с, фо— орты сферической системы координат 6
ВВЕДЕНИЕ Bl. НАЗНАЧЕНИЕ ПЕРЕДАЮЩЕЙ И ПРИЕМНОЙ АНТЕНН Антенной называется радиотехническое устройство, предназначен- ное для излучения или приема электромагнитных волн. Антенна является одним из важнейших элементов любой радиотехнической системы, связанной с излучением или приемом радиоволн. К та- ким системам относят: системы радиосвязи, радиовещания, теле- видения, радиоуправления, радиорелейной связи, радиолокации. радиоастрономии, радионавигации и др. В конструктивном отношении антенна представляет собой про- вода, металлические поверхности, диэлектрики, магнитодиэлектри- ки. Назначение антенны поясняется упрощенной схемой радиоли- нии (рис. В.1). Электромагнитные колебания высокой частоты, мо- дулированные полезным сигналом и создаваемые генератором, пре- образуются передающей антенной в электромагнитные волны и излучаются в пространство. Обычно электромагнитные колебания подводят от передатчика к антенне не непосредственно, а с по- мощью линии питания (линия передачи электромагнитных воли, фидер). При этом вдоль фидера распространяются связанные с ним электромагнитные волны, которые преобразуются аитеииой в рас- ходящиеся электромагнитные волны свободного пространства. Приемная антенна улавливает свободные радиоволны и пре- образует их в связанные волны, подводимые с помощью фидера к приемнику. В соответствии с принципом обратимости аитеин (см. § 6.1) свойства антенны, работающей в режиме передачи, ие изме- няются при работе этой антенны в приемном режиме. Заметим, что в гл. 1—5 работа антенн анализируется в режиме пе- редачи. Устройства, аналогичные антеннам, применяют также для возбуждения электромаг- нитных колебаний в различ- Рис. В.1 ных типах волноводов и объ- емных резонаторов. 7
Преобразование антенной одного вида электромагнитных волн*"43 (или электромагнитных колебаний) в другой должно происходить с минимальными потерями энергии, т. е. с максимально возмож- ным КПД, определяемым в передающем режиме по формуле т]= — Px/Pq (Рх — излучаемая антенной мощность; Ро—мощность, подводимая к антенне) Способность антенны излучать электромагнитные волны с раз- личной интенсивностью в разных направлениях характеризуется ее направленными свойствами. Антенны, обладающие этими свой- ствами, позволяют без увеличения мощности передатчика увеличи- вать напряженность электромагнитного поля в необходимом на- правлении в сотни тысяч и даже миллионы раз путем концентра- ции электромагнитных волн в узкие пучки. В большинстве случаев это экономически более выгодно, чем увеличение напряженности поля увеличением мощности передатчика. Кроме того, концентра- ция электромагнитных воли в требуемом направлении приводит к уменьшению взаимных помех различных радиотехнических систем. Наличие направленных свойств у приемных аитеин, т. е. различная эффективность приема волн, приходящих с различных направле- ний (пространственная избирательность), ведет к ослаблению при- ема различных внешних помех, т. е. к повышению качества при- ема и улучшению помехозащищенности приемного устройства. Чтобы антенна концентрировал а излучаемые электромагнитные волны в узкий пучок лучей, ее размеры должны значительно пре- восходить длину волны. Большим направленным действием долж- ны обладать антенны для космической радиосвязи, радиоастроно- мии, радиолокации, радиорелейных линий. Необходимо иметь в виду, что в ряде случаев к аитеииам предъ- являют требования всенаправленности (в одной плоскости). На- пример, радиовещательные и телевизионные антенны, расположен- ные в центре страны или области, должны в плоскости земли (горизонтальная плоскость) излучать во все стороны одинаково. Направленные свойства являются настолько важными, что принято говорить о двух функциях, выполняемых антенной: 1) преобразо- вание электромагнитных колебаний в свободные электромагнитные волны; 2) излучение этих волн в определенных направлениях. Важную роль в работе антенного устройства играет линия пи- тания (фидерный тракт), которая передает (канализирует) элек- тромагнитную энергию от генератора к антенне (или от антенны к приемнику). Фидер не должен излучать электромагнитные волны и должен иметь минимальные потери. Его необходимо согласовы- вать с выходной цепью передатчика (или с входной цепью прием- ника) ис входным сопротивлением антенны, т. е. в фидере должен 1 Распространение электромагнитных волн свизано с переносом определен- ной энергии (мощности). Дли краткости говорят «подводимая мощность*, «мощность излучения*. 8
существовать режим бегущей волны или близкий к нему. В зави- симости от диапазона радиоволн применяют различные типы фи- деров: двухпроводные или миогопроводные воздушные фидеры, несимметричные экранированные (коаксиальные) линии, различ- ные типы волноводов и др. В.2. КРАТКИЕ СВЕДЕНИЯ ОБ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРАХ АНТЕНН Свойства направленности антенны описывают характеристикой (диаграммой) направленности. Количественно эти свойства оцени- вают с помощью таких параметров, как ширина диаграммы на- правленности, уровень боковых лепестков, коэффициент направ- ленного действия (КНД) и других, которые подробно рассматри- ваются в гл. 1. Важным параметром является входное сопротив- ление антенны, характеризующее ее как нагрузку для генератора или фидера. Входным сопротивлением антенны называется отно- шение напряжения между точками питания антенны (зажимы ан- тенны) к току в этих точках. Если антенна питается волноводом, то входное сопротивление определяется отражениями, возникаю- щими в волноводном тракте. В общем случае входное сопротив- ление— величина комплексная: 7цХ=/?вх | iA^x. Ойо должно быть согласовано с волновым сопротивлением фидерного тракта (или с выходным сопротивлением генератора) так, чтобы обеспечить в последнем режим, близкий к режиму бегущей волны. Мощность, излучаемая антенной Рг, связана с током в точках питания антенны соотношением Ре=/о2Яхо/2, где R?o—активная составляющая входного сопротивления аитениы; при отсутствии потерь в йен (т]=1)—это сопротивление излучения. Данное опре- деление относится к проволочным антеннам. Одним из основных параметров антенны является ширина ее рабочей полосы частот, в пределах которой параметры антенны (характеристика направленности, входное сопротивление, КПД и др.) удовлетворяют определенным техническим требованиям. Требования к постоянству параметров антенны в пределах рабо- чей полосы могут быть различными; они зависят от условий рабо- ты антенны. Обычно рабочая полоса частот определяется тем параметром, значение которого при изменении частоты раньше других выходит из допустимых пределов. Очень часто таким параметром является входное сопротивление аитеины. Изменение его при изменении ча- стоты приводит к рассогласованию антенны с фидером. В ряде слу- чаев ширина рабочего диапазона определяется ухудшением одного из параметров, характеризующих направленные свойства: измене- нием направления максимального излучения, расширением диа- граммы направленности (ДН), уменьшением КНД и др. В зависи- мости от ширины рабочего диапазона антенны условно разбивают 9
на: а) узкополосные (настроенные), относительная рабочая поло- са которых менее 10% номинальной частоты; б) широкополосные, с рабочей полосой частот 10 ... 50%; в) диапазонные, коэффици- ент перекрытия которых (fmax/fmtn) составляет примерно 2 ... 5; г) частотно-независимые (сверхширокополосные), с коэффициен- том перекрытия, теоретически не зависящим от частоты (практи- чески коэффициент перекрытия таких антенн больше пяти). Векторы Е и Н излучаемого антенной электромагнитного поля определенным образом ориентированы в пространстве. Направле- ние этих векторов определяется плоскостью поляризации электро- магнитного поля. Существуют параметры, характеризующие поля- ризационные свойства антенны (см. § 1.3). Еще одним параметром антенны является предельная мощ- ность, которую можно подвести к антенне без опасности ее разру- шения и не вызывая пробоя окружающей среды. Все упомянутые параметры подробнее рассматриваются в соответствующих главах. В.З. КЛАССИФИКАЦИЯ АНТЕНН Антенны можно классифицировать по различным признакам: по диапазонному принципу, по характеру излучающих элементов (ан- тенны с линейными токами, или вибраторные антенны, антенны, излучающие через раскрыв — апертурные антенны, антенны по- верхностных волн), по виду радиотехнической системы, в которой используется антенна (антенны для радиосвязи, для радиовеща- ния, телевизионные и др.). Будем придерживаться диапазонной классификации. Хотя в различных диапазонах волн очень часто применяют антенны с одинаковыми (по типу) излучающими эле- ментами, однако конструктивное выполнение их различное; значи- тельно отличаются также параметры этих антенн и требования, предъявляемые к ним. В данном учебнике рассматриваются антеииы следующих вол- новых диапазонов (названия диапазонов даются в соответствии с рекомендациями «Регламента радиосвязи»; в скобках указыва- ются названия, широко распространенные в литературе по антенно- фидерным устройствам): мириаметровые (сверхдлиииые) волны (1=10 ... 100 км); километровые (длинные) волны (1=1 ... ...10 км); гектометровые (средние) волны (1=100 ... 1000 м); де- каметровые (короткие) волны (1=10 — 100 м); метровые волны (1=1 ... Юм); деци метровые волны (1=10 см ... 1 м); санти- метровые волны (1=1 ... 10 см); миллиметровые волны (1= = 1 ... 10 мм). Последние четыре диапазона иногда объединяют общим названием «ультракороткие волны» (УКВ). В.4. ОСНОВНЫЕ ЗАДАЧИ ТЕОРИИ АНТЕНН Основные задачи теории антенн: задача анализа н задача синтеза Задача анализа состоит в определении электромагнитного поля в любой точке окружающего антенну пространства (в том числе н 10
иа самой аитение). Источниками поля являются токи и заряды, рас- пределенные по антенне. Закон это- го распределения (зависимость ам- плитуды и фазы тока от координаты точки на поверхности антенны) обычно неизвестен. Задача анализа при заданной приложенной к антен- не ЭДС (сторонняя ЭДС) может быть решена строго исходя из сле- дующих условий: искомое поле дол- жно удовлетворять уравнениям Максвелла; удовлетворять гранич- ным условиям на поверхности раздела при переходе из одной среды в другую (воздух — металл, воздух — диэлектрик и т. д.); должно выполняться условие излучения. Последнее означает, что на большом расстоянии от антенны поле должно представлять бе- Тущую "волну, амплитуда которой с увеличением рэггтпячид г "убывает как 1/г. Строгое решение данной задачи встречает обычно большие ма- тематические трудности: антенны в основном имеют сложные кон- фигурации; поверхности, на которых заданы граничные условия, как правило, ие совпадают с координатными поверхностями каких- либо ортогональных систем координат. В связи с этим строгое ре- шение задачи анализа получено только для некоторых частных случаев (см., например, § 2.2). Задачу анализа можно упростить, разделив ее на две части: внутреннюю и внешнюю. Внутренняя задача состоит в определении распределения возбуждающего тока по самой антенне или рас- пределения поля иа произвольно выбранной замкнутой поверхно- сти 3 (рис. В.2), ограничивающей объем в котором находятся источники поля. Эта задача решается приближенными методами, выбираемыми в зависимости от конкретных данных антенны. На- пример, часто задаются синусоидальным распределением тока вдоль линейных вибраторов исходя из некоторой аналогии между вибратором и разомкнутой на конце длинной двухпроводной ли- нией. В качестве примера антенны с синусоидальным распределе- нием тока на рис. 2.1 (см. § 2.1) изображена антенна — симметрич- ный вибратор, используемая в диапазонах декаметровых, метро- вых и дециметровых воли. Эта антенна представляет собой цилин- дрический провод, длина которого соизмерима с длиной волны (часто длина провода составляет половину длины волны). Между двумя половинами этого провода («плечами») включается источ- ник ЭДС. Для проволочных антенн, например, вибраторного типа, поле можно рассчитать, мысленно разбивая антенну на ряд эле- ментарных электрических вибраторов (ЭЭВ). В тех случаях, когда распределение тока по антенне либо иеиз-
вестно, либо является слишком сложным, внешнее поле целесооб- разно находить заданием векторов Е и Н на замкнутой поверхно- сти S, охватывающей источники (при этом часто используют ме- тоды геометрической оптики). Этот способ широко применяется при анализе апертурных антенн (рупорных, линзовых, параболиче- ских и др.). Если известны тангенциальные составляющие векто- ров Е и Н на поверхности S, то эти составляющие иа основании известного из электродинамики принципа эквивалентности могут быть заменены фиктивными эквивалентными поверхностными элек- трическими и магнитными токами. Разбивая поверхность S на эле- ментарные площадки dS и рассматривая каждую площадку как элемент Гюйгенса, можно найти полное поле во внешней области У2, суммируя поля, созданные отдельными элементами. Такой ме- тод решения внешней задачи называется приближением Гюйген- са— Кирхгофа. Таким образом, излучающая система (пространст- во, заполненное токами, возбуждающими электромагнитные вол- ны) представляет собой не только реальные электрические токи, текущие по металлическим поверхностям, ио и эквивалентные элек- трические и магнитные токи, распределенные иа замкнутых поверх- ностях, окружающих антенну, а также поляризационные электри- ческие и магнитные токи в объемах, занимаемых диэлектриками и магнитодиэлектриками. Задача синтеза антенн состоит в определении размеров и фор- мы антенны и нахождении распределения источников поля иа ней по заданным требованиям к электрическим параметрам аитеины (в основном — по диаграмме направленности). Эта задача возни- кает в связи с тем, что в ряде случаев параметры антенны, полу- чающиеся прн известном распределении тока иа ией, не отвечают предъявляемым требованиям. Решение задач анализа и синтеза, особенно в строгой постанов- ке, требует, как правило, применения ЭВМ. При этом ЭВМ ис- пользуются не только в качестве расчетного инструмента для бы- строго получения характеристик исследуемых антеин, но и для ускорения и повышения качества проектирования антенно-фидер- ных устройств, что достигается применением системы автоматизи- рованного проектирования (САПР). В качестве примера исполь- зования ЭВМ для расчета некоторых типов антенн в приложении 2 приведена структурная схема программы расчета с элементами САПР в диалоговом режиме.
Часть I. ОСНОВЫ ТЕОРИИ АНТЕНН Глава 1. ПАРАМЕТРЫ, ХАРАКТЕРИЗУЮЩИЕ НАПРАВЛЕННЫЕ И ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ СВОЙСТВА АНТЕНН 1.1. ОБЩИЕ ЗАМЕЧАНИЯ. ХАРАКТЕРИСТИКА (ДИАГРАММА) НАПРАВЛЕННОСТИ АНТЕННЫ При расчете излученного антенной электромагнитного поля ее удобно рассматривать как состоящую из бесконечного большого числа элементарных источников (излучателей). Благодаря линей- ности уравнений Максвелла к полям элементарных источников применим принцип суперпозиции, позволяющий найти поле антен- ны в результате суммирования полей всех составляющих ее эле- ментарных излучателей с учетом амплитуд и фаз возбуждающих их токов. Суммирование полей сводится к их иитегрироваиию по источникам. Элементарными источниками являются: элементарные элек- трические вибраторы ЭЭВ в случае проволочных антенн; элемен- тарные магнитные вибраторы (щелевые антенны); бесконечно ма- лые элементы волнового фронта или элементы Гюйгенса (апер- турные антенны). Формула для комплексной амплитуды напряженности электри- ческого поля произвольной реальной антенны Ёт (в дальнейшем точка иад буквой и индекс «т» при обозначении комплексных ам- плитуд будет обычно опускаться) в дальней зоне без учета век- торного характера электромагнитного поля имеет вид £(0. <p)=Af(0, ЧР) ехр [1Чг(е, <р)] (1.1) Здесь А — комплексный множитель, не зависящий от направ- ления на точку наблюдения (в него входит стандартный множи- ехр(— ikr) тель-------——, где г — расстояние от фазового центра антен- ны до точки наблюдения; Л=(|)/с=2л/Х=юУеоЦо— коэффициент фазы или волновое число в свободном пространстве); 0, <р — координаты точки наблюдения (рис. 1.1); |f(0, (р) \ ~ амплитуд- ная характеристика направленности; Т(0, ср)—фазовая характе- ристика направленности. 13
Известно, что в случае элементарного электрического вибра- тора (см. рис. 1.1) Ев = i ~~~ sin 6 exp (— i kr), (1.2) где / — амплитуда тока в вибраторе; / — длина вибратора; Wc= — | Eq/H^ I = fga/ea — характеристическое сопротивление волны. в свободном пространстве 1Гс°=Уро/ео=120л Ом. Амплитудной характеристикой направленности антенны назы- вается зависимость величины (модуля) напряженности электри- ческого поля, создаваемого антенной в точке наблюдения, от направления на эту точку, характеризуемого углами 0 и ф сфе- рической системы координат при постоянном расстоянии (г= =>const) точки наблюдения от антенны. Фазовой характеристикой иаправлеииости аитеины ЧЦб, ф) называется зависимость фазы поля, создаваемого антенной в точке наблюдения, находящейся иа поверхности сферы в даль- ней зоне, от направления на эту точку, характеризуемого угла- ми 0 и ф. Миожитель f(0, ф) в (1.1) определяет не только величину, но и фазу напряженности поля, так как при переходе функции /(0, ф) через нуль меняется ее знак, что соответствует скачку фазы напряженности поля и а 180°. Поэтому амплитудной ха- рактеристикой направленности является модуль этой функции 1/(6. ф)|- В дальнейшем для упрощения записи знак модуля опускается. В общем случае характеристика направленности является век- торной и комплексной величиной. Выражение /(0, ф)=/(6, ф) ехр [1^(0, ф)] называется ком- плексной характеристикой направленности антенны. Она пол- ностью определяет угловое распределение и фазовые свойства излучаемого электромагнитного поля в дальней зоне антеииы. Характеристика направленности антенны определяется размерами и конфигурацией антеииы, а также распределением возбуждаю- щего тока (как действительного, так и эквивалентного). Поскольку как амплитудная, так и фазовая характеристики относятся к дальней зоне, то кратко опишем зоны поля антеииы. Дальняя зона (зона излучения или аоиа Фраунгофера) ха- рактеризуется тем, что направления (лучи), проведенные из любой точки аитениы иа точку наблюдения, находящуюся в этой зоне, считаются параллельными. При этом возникает ошибка в определении фаз полей, создаваемых в точке наблюдения раз- личными элементами антенны. Эта ошибка оказывается тем мень- ше, чем больше расстояние от антенны до точки наблюдения по 14 Рис. 1.1 Рве. 1.2 Ряс. 1.3 сравнению с размерами аитениы. Расстояние дальней зоны гИзЛ определяется из условия гНзл^2#2/Х, где R— наибольший раз- мер излучающей системы. В этой зоне поле имеет поперечный характер (отсутствуют составляющие векторов Е и Н в направ- лении распространения); в окрестности точки наблюдения поле имеет характер плоской волны; амплитуды полей, излучаемых элементами антенны, убывают обратно пропорционально рас- стоянию. При Гпр<гИЗл зона излучения плавно переходит в промежуточ- ную зону (зона Френеля), в которой поле имеет более сложный характер. С увеличением размеров антенны промежуточная зона расширяется. В ней угловое распределение составляющих поля зависит от расстояния г, т. е. характеристика направленности антенны в этой зоне искажается. На расстояниях меньших, чем промежуточная зона, нахо- дится ближняя зона поля антенны. Здесь в общем случае при- сутствуют все компоненты поля; зависимость поля от расстояния имеет сложный характер, вектор Пойитинга —комплексный и по направлению может ие совпадать с радиусом-вектором г. В антенной технике обычно интересуются характером зави- симости напряженности поля от направления на точку наблю- дения, а не абсолютной величиной напряженности поля. Поэтому удобно пользоваться нормированной характеристикой направлен- ности Е(0, ф), т. е. отношением напряженности поля, излучае- мого антенной в произвольном направлении, к значению напря- женности поля в направлении максимального излучения: f(0, <р) = |Е(е, <p)|/|£m„(e0, q>0)|=f(e, 4>)/fm„(e0, <pD). (is) 15
Рис. 1.6 Максимальная величина Г(0, <р) всегда равна единице. Из (1.3) следует |Е(0, <p)| = |Z?max(6o, <Po)|f(6, <Р)- (1-4) Графическое изображение амплитудной характеристики на- правленности называют диаграммой направленности (ДН) ан- тенны *. Пространственная ДН изображается в виде поверхности f(0, <р) нли F(G, ф), описываемой концом радиуса-вектора, исходящего из начала координат, длина которого в каждом направлении в определенном масштабе равна функции f(0, <р). На рис. 1.2 изображена пространственная ДН элементарного вибратора (то- роид), на рнс. 1.3 —ДН более сложной антенны (так называе- мая игольчатая ДН). На практике обычно используют ДН, изо- бражающие характеристику иаправленностн в каких-либо выбран- ных плоскостях. В качестве таких плоскостей обычно выбирают две взаимно перпендикулярные плоскости, проходящие через иаправленне максимального излучения (главные плоскости). Для антенн, излучающих линейно поляризованное поле, главными плоскостями называются плоскости, в которых лежит либо век- тор Е (плоскость Е), либо вектор Н (плоскость Н). Диаграммы направленности изображают обычно либо в по- лярной (рис. 1.4,а — ДН элементарного вибратора в Е-плоскостн; рис. 1.4,6 — ДН элементарного вибратора в Н-плоскости), либо в декартовой (прямоугольной) системе координат (рис. 1.5 — ДН реальной антенны). На рис. 1.6 изображена так называемая сек- торная ДН, которая обеспечивает постоянство напряженности поля в определенном секторе углов при постоянном расстоянии г точки приема от передатчика. Желательно, чтобы примерно такую ДН имела антенна, предназначенная для обслуживания радиовещанием территории, напоминающей сектор. На рис. 1.7 изображена косекансная (в вертикальной плоско- сти) [f (A) =cosec А] ДН, характеризующаяся тем, что в опре- деленном диапазоне углов А напряженность поля в точке, пере- мещающейся в горизонтальной плоскости, совпадающей с по- верхностью земли или отстоящей от нее на некотором расстоянии (высоте) Н, не изменяется. Такне ДН целесообразно использо- вать, например, для равномерного облучения территории обслу- живаемой телецентром, а также в наземных н самолетных ра- диолокационных станциях. В некоторых случаях применяется картографический метод изображения пространственных (трехмерных) ДН. Ои удобен для изображения многолепестковых (т. е. имеющих много нулей н максимумов) ДН в широком диапазоне углов. Этот метод состоит в том, что строится плоская сетка координат 0, ср в какой- либо координатной системе (прямоугольной, полярной и др.) подобно сетке меридианов и параллелей на географической карте. На этой сетке замкнутыми линиями изображаются одинаковые значения нормированной характеристики направленности Г(0, ср) в том или ином масштабе. При изображении ДН часто используется логарифмический масштаб, вводимый соотношением в децибелах: F(0, <p)=2OlgF(0, ср). 1 Часто под ДН подразумевается также характеристика направленности. В дальнейшем в основном используется термин ДН. 16 В некоторых случаях пользуются понятием характеристики (диаграммы) направленности по мощности F2^, <р). с/ХГ-ЬСТЕк’.А « А 2—6464 т , ;Гм т
Рис. 1.8 Рис. 1.7 Функция Е(0, <р) для различных углов 0 и (р проходит через нуль и имеет несколько максимумов, т. е. ДН имеет многоле- пестковый характер (см. рис. 1.5). Диаграмму направленности принято численно характеризо- вать шириной главного лепестка (шириной луча) и относитель- ным уровнем боковых лепестков (УБЛ). Шириной ДН (шириной луча) называется угол между на- правлениями, вдоль которых напряженность поля падает до опре- деленного значения. Так, шириной луча по уровню нулевого излучения называют угол А0О между направлениями, вдоль ко- торых напряженность поля падает до нуля (см. рис. 1.5). Ши- риной луча по половинной мощности называют угол A0o,s между направлениями, вдоль которых |Е| = |£тпах| /У 2 нли соответ- ственно среднее значение плотности потока мощности Z7=Z7rriax/2. Наибольший лепесток, максимум которого соответствует на- правлению максимального излучения, называют главным, мень- шие лепестки — боковыми (лепестки, находящиеся в задних квад- рантах, т. е. в диапазоне углов 9О°^0^18О° и 180° 0^270°, часто называют задними). Относительный УБЛ (&v) есть отношение напряженности поля в направлении максимума данного лепестка (ENmax) к напряженности поля в направлении главного максимума (Emax), т. е. | £\'тах |/1 £тдх| = Ея(0, ф) » (1.5) или в децибелах Йр = 201gFA(6, <р), где W=l, 2, 3, ... — номер бокового лепестка (для главного лепестка ?/=0). Обычно стремятся к подавлению боковых лепестков, т. е. к тому, чтобы величина была мала. В большинстве случаев интересуются амплитудными характеристиками направленности (слово «амплитудная» в дальнейшем опускается). Фазовые ха- рактеристики направлеиностн используют в радиолокации, радио- навигации и в некоторых других случаях. Если фаза излучаемого антенной поля не зависит от направ- ления на точку наблюдения и изменяется на обратную только при переходе функции /(0, <р) или Е(6, <р) через нуль [см., на- пример, (1.2)], т. е. при переходе от одного лепестка ДН к дру- гому,' то ^акая антенна является источником сферических воли, 18 - • ««43
о чем свидетельствует множитель [ехр (—ikr)]/r. Эти волны ис- ходят как бы из одной точки, называемой фазовым центром ан- тенны. Эта точка расположена в начале выбранной системы координат, и поэтому фазовая характеристика зависит от поло- жения начала координат. Однако не все реальные антенны обла- дают фазовым центром, т. е. излучают сферические волны. Для ннх обычно можно подобрать сферу, наилучшим образом аппрок- симирующую фронт волны (обычно в пределах главного лепест- ка). Центр этой сферы называют центром излучения антенны. Графическое изображение фазовой характеристики называется фазовой ДН. В качестве примера на рнс. 1.8 изображена фазо- вая ДН элементарного вибратора. Отличие реальных ДН антенн от расчетных происходит из-за неточностей в расположении элементов антеииы, ошибок при выполнении излучающих поверхностей и других погрешностей. Диаграмма направленности меняется от одного образца антенны данного типа к другому, а в ряде случаев может изменяться и во времени (нз-за деформаций, вызванных ветром, изменением температуры н т. п.). Поэтому иногда вводится понятие о сред- ней (медианной) ДН, которая определяется типом антенны и технологией производства (допуски, способы обработки и т. д.). 1.2. КОЭФФИЦИЕНТ НАПРАВЛЕННОГО ДЕЙСТВИЯ (КНД), КОЭФФИЦИЕНТ УСИЛЕНИЯ АНТЕННЫ (КУ) И ПАРАМЕТРЫ, СВЯЗАННЫЕ С КНД Коэффициент направленного действия (КНД) характеризует способность антенны концентрировать излученное электромагнит- ное поле в каком-либо определенном направлении. Это понятие было введено в 1929 г. А. А. Пнстолькорсом. Коэффициентом направленного действия называется отношение среднего значе- ния за период высокой частоты плотности потока мощности (сред- нее значение вектора Пойнтинга), излучаемого антенной в дан- ном направлении (0Ь <pi), к усредненному по всем направлениям значению плотности потока мощности 77уср: £>=/7(61, Ф1)/77уср- (1.6) Здесь 77(01, q>i) = |£(6i, <₽i) |2/2И7с°, где |£| —амплитудное зна- чение напряженности электрического поля в направлении, харак- теризуемом углами 61, ф|. Таким образом, при опредеченин КНД данная антенна сравни- вается с воображаемой абсолютно ненаправленной (изотропной) антенной, излучающей ту же мощность, что н данная. Очевидно, что nycf,=Pzi4nr\ (1.7) 2* 19
где Рт— мощность излучения; г — радиус воображаемой сферы, охватывающей антенну (рис. 1.9), причем величина г должна быть такой, чтобы поверхность сферы находилась в дальней зоне поля антенны. Мощность, проходящая через бесконечно малый элемент по- верхности сферы dS=r2 sin 6d6d(p, dPz = П (6, ¥) dS = 1 |!l P (6, ср) r! sin Web, где Emax — амплитудное значение напряженности электрического поля в направлении максимального излучения. Следовательно, 2п it = J П (6, 9) dS = - J J F ’ (6, <P) sin MM<p. (1.8) 5 C 0 0 Данный метод определения называется методом вектора Пойи- тинга. Подставляя (1.8) в (17), имеем 2 тс тс 1 (>(в- ¥)sinbW (1.9) onWcv J J о о Плотность потока мощности в заданном направлении /7(01, <pi)=|EnlOx|2f2(e1, <pi)/2wc°. (i.io) Подставляя (1.9) и (1.10) в (1.6), получаем о = ^4rj»(e,. п)----_ (1 П) J j fa(6, y)sin0rfflrfy 0 о В дальнейшем будем определять КНД в направлении макси- мального излучения [F2(0i, <р1) = 1]. Имея в виду, что sin0d0rf<p= =— элемент телесного угла, £) = 4тг / J Р(6, (1.12) / £=4ч Если ДН обладает осевой симметрией, т. е. не зависит от ази- мутального угла ф, то из (1.12) получаем 75 = 2 / У f2 (tl) sin И. (1.13) / о 20 ч «гчп
Рис. 1.9 Рис. 1.10 Учитывая, что 77(6i, <pi) = E2(6i, <₽i)/2IFc0, и подставляя в (1.6) выражение (1.7), получаем формулу для КНД в другом виде: гч . |F(C1, ь)|82*г* U — WCPZ или для свободного пространства (В7с°=120л; Ом) в направлении максимального излучения £)=г2£2П1СХ/60Рх. (1.14) Если в эту формулу подставить вместо Е2та* выражение (1.2) в квадрате (без фазовых множителей) н учесть, что P*=PR*I2, где — сопротивление излучения элементарного электрического вибратора, то получим КНД элементарного вибратора j?=l,5. Аналитическое решение выражений (1.11) и (1.13) может быть получено только для простых характеристик направленно- сти. Поэтому обычно КНД рассчитывается методом графического интегрирования или на ЭВМ. Коэффициент направленного действия тем больше, чем уже главный лепесток пространственной ДН и чем меньше УБЛ. Коэффициент направленного действия можно выразить с по- мощью еще одного параметра, называемого действующей длиной или действующей высотой антенны (lA, hR). Этот параметр иногда используют при анализе приемных антенн, а также про- волочных длинноволновых и средневолновых антенн и антенн- мачт. В случае линейной антенны ток по ее длине распределен неравномерно (см. § 2.1). Однако данную реальную антенну (рис. 1.10,а) можно заменить воображаемым вибратором дли- ной /д (действующая длина) с равномерным распределением тока (рнс 1.10,6), создающим в направлении максимального излуче- ния поле, равное полю данной антенны в главном направлении. 21
При этом ток в точке питания реальной антенны считается рав- ным току, текущему по воображаемому вибратору. По аналогии с (1.2) (вибратор с равномерным распределением тока) напря- женность поля реальной антенны в главном направлении можно представить в виде |£тпах[ =60зт/о/д/гЛ, (1.15) где /0 — амплитуда тока в точках питания антенны; 60л=Н7с0/2. Подставив (1.15) в (1.3), получим выражение для величины напряженности поля любой вибраторной антенны в произволь- ном направлении: | £(0. у) | г (6, у). (1.16) В общем виде с учетом фазовой характеристики направленности на основании (1.1) и (1.16) можно записать Е(6, у) = ^^?(6, у), (1.17) где F(0, <р)— Г (6, <р) exp [i^F(6, ф)]. Подставляя в (1.14) вместо Етах выражение (1.15) и учи- тывая, что Px=/02/?zo (7?хо— сопротивление излучения антенны, отнесенное к току в точках питания; /0 — ток в точках питания антенны), получаем o = -^-(W4’; = (»/«) VW/120. (1.18) Формально параметром «действующая длина» можно пользо- ваться в случае любой антенны (линейной, апертурной или ка- кой-либо другой), так как этот параметр выражается через КНД, а последний определяется только характеристикой направлен- ности. Коэффициент направленного действия не учитывает потерь подводимой энергии в проводниках антенны, в изоляторах, в окру- жающих антенну предметах и в земле. В связи с этим вводится параметр, учитывающий эти потери, называемый коэффициентом усиления (КУ) антенны, равный отношению среднего значения ! плотности потока мощности, излучаемой антенной в данном на- правлении [77(61, <pi)J, к среднему значению плотности потока мощности, создаваемого воображаемым абсолютно ненаправлен- ным излучателем (77н). При этом предполагается, что точка наблюдения находится на одинаковом расстоянии от обеих ан- тенн; мощности, подводимые к той и другой антеннам, равны и КПД ненаправленной антенны равен единице. Таким обра- зом, КУ 6=77(01, фО/Дн. (1.19) 22 "ВДГ
Отличие КУ от КНД состоит в том, что при определении КУ исходят из равенства мощностей, подводимых к исследуемой и эталонной (ненаправленной) антеннам Ро, а не из равенства мощностей излучения этих антенн. Умножим и разделим правую часть (1.19) на /7уср. Тогда [/7(6ь <Р1)/Т7уср] (77уср//7н). где /7уср//7н=т]*^ КПД антенны. Параметры D, G и т] свя- заны соотношением G=£>ti- (12°) Коэффициент усиления показывает, во сколько раз следует уменьшить мощность, подводимую к направленной антенне, по сравнению с абсолютно ненаправленной (изотропной), КПД ко- торой считается равным единице, чтобы среднее значение плот- ности потока мощности в точке наблюдения оставалось неиз- менным. Решая уравнение (1.4) относительно Етах и учитывая, что D=G/v]t получаем 1 1 = WW Vi = VG0P~G/r. (1.21) 1.3. ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ПАРАМЕТРЫ АНТЕНН. ТУРНИКЕТНЫЙ ИЗЛУЧАТЕЛЬ Направление векторов Е и Н излучаемого антенной поля определяется плоскостью поляризации, т. е. плоскостью, про- ходящей через направление распространения волны (вектор Пойн- тннга) и вектор напряженности электрического поля. В общем случае за один период высокой частоты плоскость поляризации делает полный оборот вокруг направления распро- странения. Такое поле называют вращающимся. За это время конец вектора Е описывает замкнутую кривую (эллипс), ле- жащую в плоскости, перпендикулярной направлению распростра- нения, и называемую поляризационным эллипсом. Это — эллип- тическая поляризация электромагнитного поля. Частными видами эллиптической поляризации являются: ли- нейная поляризация — конец вектора Е лежит на прямой линии; круговая поляризация — конец вектора Е за один период вы- сокой частоты описывает окружность. Существуют антенны, рассчитанные на излучение (прием) поля круговой поляризации. Многие антенны (симметричный виб- ратор и другие) излучают во всех направлениях линейно поля- ризованные волны. Одиако имеются антенны, которые либо из-за • Так как £2уср пропорционально мощности, излучаемой антенной а Е’я пропорционально подводимой мощности Ро, то £%«,/£*.=Р^/Ро=г] — КПД ан- тенны. 23
Рис. 1.11 своих конструктивных особенно- стей, либо из-за неточностей ис- полнения излучают волны чисто линейной поляризации только в двух взаимно перпендикулярных плоскостях, проходящих через направление максимального из- лучения (главные плоскости). Поляризация поля в этих плоско- стях называется главной или ос- новной. В других плоскостях име- ется составляющая поля, поля- ризованная перпендикулярно (ортогонально) основной поляри- зации (к таким антеннам относят, например, параболическую). Эта составляющая, называемая поперечной или кроссполяризацион- ной, является вредной. Ортогональность составляющих поля основной и кроссполяризации (иногда ее называют паразитной) понимается как независимость переноса мощности каждой нз них. Мощность, соответствующая кроссполяризацин, расходуется на образование боковых лепестков, вследствие чего КНД антен- ны уменьшается. Кроме того, возрастают помехи, создаваемые передающей антенной различным приемным антеннам, работаю- щим в том же или смежном диапазоне частот. Если поле пе- редающей антенны имеет две ортогональные составляющие» а приемная антенна рассчитана на прием лишь линейно поляри- зованного поля, то часть излученной мощности, соответствующая паразитной поляризации, не используется. Эллиптическая поляризация может рассматриваться либо как результат сложения двух линейно поляризованных взаимно пер- пендикулярных составляющих поля, не совпадающих по фазе, либо двух полей круговой поляризации с противоположными на- правлениями вращения и разными амплитудами. Если в центре сферической системы координат (рис. 1.11) расположены произвольным образом ориентированный вибратор или система вибраторов, возбуждаемых различными по величине и фазе токами, то вектор Е результирующего поля, лежащий в плоскости, перпендикулярной направлению распространения, в произвольной точке М можно представить в виде Е=фоЕф |-в0Ееехр №)> (122) где фо, 0 о — орты сферической системы координат; —азиму- тальная составляющая вектора Е; Ео — меридиональная состав- ляющая вектора Е; ф1 — сдвиг фаз между составляющими Еф и Ее- 24
Рис. 1.12 Если начало прямоугольной системы координат т] нахо- дится в точке наблюдения М, причем одна из осей совпадает с направлением орта в0, а другая — с направлением орта ф0 (рнс. 1.12,а), то при 1р1=л/2 оси поляризационного эллипса со- впадают с осями координат. Уравнение этого эллипса т)2/£е2+ +|2/£ф2=1. Как видно из этой формулы, полуоси эллипса а н b в определенном масштабе равны амплитудам азимутальной £ф и меридиональной Ее составляющих поля в данной точке. При произвольном значении угла сдвига фаз ф] оси поляри- зационного эллипса не совпадают с осями | и т] (рнс. 1.12,6). Отношение малой полуоси эллипса к большой называется коэффициентом равномерности (коэффициент эллиптичности) по- ляризационного эллипса: t=b/a. В случае линейной поляризации поля /=0. Условием этой поляризации является ф1=0 или ф1= =л. Линейная поляризация также имеет место, если £ф=0 или £е=0. При круговой поляризации поля (£ф=Ее; ф>±л/2) £=1. Таким образом, коэффициент равномерности поляризационного эллипса может изменяться в пределах O^Z^l. Зависимость ко- эффициента эллиптичности от направления на точку наблюдения называется поляризационной ДН. Поляризационный эллипс характеризуется также углом по- ляризации и направлением вращения вектора Е (направление вращения плоскости поляризации). Углом поляризации 0 назы- вается угол, образованный большой осью поляризационного эллипса и направлени- ем орта в или фо сферической системы координат (см. рнс. 1.12,6). Направление вращения вектора Е в точке наблюдения определяется знаком угла сдвига фаз меж- ду составляющими поля £е и £ф. Это на- правление называется правым, если наблю- датель, глядя навстречу волне, внднт век- тор Е вращающимся против часовой стрел- ки (рис. 1.13). Противоположное направ- У Рис. 1 13 25
ление вращения плоскости поляризации называется левым. Век- тор Е всегда вращается в сторону составляющей поля, отстающей по фазе. Среднее значение вектора Пойнтннга в произвольном направ- лении эллиптически поляризоваииой волны /7(6, <₽)=-!-Re |ЕН*1, (1-23) где в общем случае ё = ооев+<рА ] Н -=ад+<1Д j (1.24) В качестве примера простейшей аитениы, создающей вращающееся поле, рассмотрим два линейных излучателя (для простоты считаем их элементарны- ми), расположенных крестообразно и питаемых токами равной амплитуды, ио сдвинутых по фазе иа 90° [71=42 exp (bt/2)]. Такой излучатель часто называют турникетным. В меридиональной по отношению к обоим вибраторам плоскости уог (см. рис. 1.11) оии создают поля одной поляризации, причем векторы Е01 и Efl2 лежат на одной и той же линии. Вектор иапряжеииости результирующего поля изменяется в течение перио- да. Таким образом, данная система вибраторов в плоскости расположения са- мих вибраторов создает линейно поляризованное цоле. Напряженности полей, создаваемых вибраторами в данной точке, Здесь Е, Н, £в, £ф и Нв, — комплексные амплитуды. В дальней зоне имеется только радиальная составляющая вектора Пойнтинга, векторы Е и Н взаимно перпендикулярны, сннфазиы и отношение |£/H| = Wzc°=120n. Подставляя в (1.23) вместо Е и Н выражения (1.24), учитывая, что знак * обозна- чает комплексно-сопряженное значение, и используя формулу для векторного произведения в сферической системе координат, по- лучаем /7(6, (р) =£е7240л+ЕЧ)2/240л=Пе(е, <р)4-/7«р(0, <р). (1.25) Здесь Пв (6, <р) н I7V (0, <р) — средние значения плотности пото- ка мощности, переносимого ортогональными составляющими поля Ее н Ev. Эти составляющие можно представить в виде Ев= = Eorn.axFe(Q, (f>) i Efp^E^maxFtp (6» ф), ГДе Efynax И Ефпах МЭКСН- мальные значения ортогональных составляющих поля; Fe(0, <р) и £ф(0, <р) —пространственные парциальные характеристики (диа- граммы) направленности для ортогональных компонентов поля, которые обычно характеризуют направленные свойства антенн с эллиптической поляризацией. Соответственно парциальные ха- рактеристики направленности по мощности Ге2 (6, <р) н £Ф2(0, <р). Выражение (1.25) показывает, что плотность потока мощности эллиптически поляризованной волны в любом направлении опре- деляется суммой плотностей потоков мощностей ортогональных составляющих поля. В соответствии с (1.6) под КНД антенны с эллиптической поляризацией поля при полном поляризационном приеме будем подразумевать величину D=Dq(G, <р)+£ф(0, <р), где 7?©(6, <р) = =770(6, <р)//7уСР; Z\(6. <р)=77ф(6, ф)/77уср —парциальные КНД для каждой из ортогональных составляющих поля; Пуср — усред- ненное по всем направлениям значение плотности потока мощ- ности полного поля: ПУср=;Рх/4№=(Р£о+£2:ф)/4№. Здесь Рх— полная мощность излучения; Рхе и — мощности излу- чения, соответствующие ортогональным компонентам поля. с-,.- пн ы 26 <»ЧПА >8 ffi, = 1 - sin 0 ехр( — 1 я/2)ехр( — i kr); „ . GM = 1 —~— cos 0 ехр( — i kr), где I=Ii—13-~ амплитуда тока в вибраторах; I—длина вибратора; И— угол между осью первого вибратора и направлением на точку наблюдения. Результирующая напряженность поля, создаваемого обоими вибраторами в точке Р, Е=Ев1~}-Ев2. Подставляя аместо Ев1 и Ев2 их значения и производя несложные преобра- зования, получаем „ GQkII Е — 1 — -ехр( — 1 0)ехр( — 1 kr). Из данной формулы видно, что амплитуда результирующего поля в точке, находящейся в плоскости yOz, не зависит от направления иа эту точку, т. е. амплитудная ДН данной системы в плоскости расположения вибраторов пред- ставляет собой окружность. Фаза результирующего поля в точке Р зависит от направления на эту точку, т. е. от угла 0, и фазовая характеристика направлен- ности определяется выражением 4^(0) =0. Таким образом, данная система не имеет фазового центра. Фазовая ДН та- кой антенны в прямоугольной системе координат представляет собой прямую линию, наклоненную под углом 45° к осям координат. В точке N, лежащей иа нормали (ось х) к плоскости расположения двух вибраторов, первый создаег вектор напряженности электрического поля £в1, а второй ДфЗ, находящиеся в плоскости, перпендикулярной оси х. Эти векторы равны по амплитуде, сдвинуты по фазе друг относительно друга на 90° и взаим- но перпендикулярны. Таким образом, в направлении нормали к плоскости виб- раторов (уОг) имеет место круговая поляризация поля. В точке Q, лежащей в плоскости хОу(0 = п/2). имеются взаимно перпендику- лярные векторы Ев1 и Е^” сдвинутые по фазе на л/2, но не равные по амплитуде <4 = Pmax’> Ещдх COS ?) - 27
В данном случае результирующее поле имеет эллиптическую поляриза- цию. Коэффициент равномерности полиризациоиного эллипса t=b]a= ЕтахХ Xcos <p/EmflJt=cos <₽. В любой точке, принадлежащей плоскости xOz (кроме точек на осях х и 2), результирующее поле также имеет эллиптическую поляризацию, приближающую- ся к линейной по мере приближения к оси г в к круговой по мере приближе- ния к оси х. Полученные результаты можно распространить и иа систему, состоящую из двух полуволновых вибраторов (см. § 2.1). Системы, аналогичные рассмотрен- ной, широко применяются. На дециметровых и сантиметровых волнах их исполь- зуют в качестве облучателей параболических зеркал для получения вращающе- гося поля с круговой поляризацией в направлении оси зеркала, а также для возбуждения в волноводах вращающегося поля. На метровых волнах система скрещенных вибраторов часто применяется в качестве основного элемента передающей телевизионной антенны для получе- ния иеиаправлениого излучения в горизонтальной плоскости. Глава 2. СИММЕТРИЧНЫЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ВИБРАТОР В СВОБОДНОМ ПРОСТРАНСТВЕ 2.1. ПРИБЛИЖЕННЫЕ ЗАКОНЫ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ТОКА И ЗАРЯДА ПО ВИБРАТОРУ Симметричные вибраторы, состоящие из двух одинаковых по размерам и форме проводников, между которыми включается генератор высокой частоты (часто эти проводники называют плечами), начали широко применяться уже в первой половине 20-х годов в связи с возникновением и развитием радиосвязи на коротких волнах. В настоящее время симметричный вибратор как самостоятельную антенну используют на коротких (декамет- ровых), метровых и дециметровых волнах. В этих же диапазонах широко применяют сложные антенны, состоящие из ряда сим- метричных вибраторов. Симметричные вибраторы используют так- же в сантиметровом диапазоне воли в качестве элементов слож- ных систем (например, облучатели зеркальных антеии). Рассмотрим линейный симметричный вибратор, представляю- щий собой тонкий цилиндрический проводник длиной 21 и ра- диусом а (рис. 2.1), находящийся в свободном пространстве. Генератор к вибратору можно присоединять различными спосо- бами, в частности с помощью симметричной двухпроводной линии. 28
Рис. 2.1 I Плоскость нулевого । ^потенциала Г Рис. 2.2 До разработки строгой теории симметричного вибратора, ко- торая появилась в конце 30-х — начале 40-х годов, при расчете поля вибратора применялся приближенный метод. В его основе лежит предположение о синусоидальном распределении тока по- вибратору (закон стоячей волны), связанное с некоторой внеш- ней аналогией между симметричным вибратором н двухпровод- ной, разомкнутой на конце длинной линией без потерь (пред- положение о синусоидальном распределении тока делалось и при расчете поля длиииоволновых проволочных антенн, появив- шихся в самом начале возникновения радиосвязи). Действи- тельно, от двухпроводной линии можно перейти к симметрич- ному вибратору, если провода линии развернуть под углом 180' Друг к другу. Полагают, что при таком переходе закон распределения тока не нарушается, т. е. /г=/иБ1П k(l— |z[), (2.1) где 1п — амплитуда тока в пучности тока вибратора (в общем случае — это величина комплексная: /п=/лехр (ixp); I — длина одного плеча вибратора, при этом зазором между плечами ви- братора пренебрегают; z — расстояние от начала координат (се- редина вибратора) до произвольной точки на поверхности ви- братора (текущая координата); А=2л/1— коэффициент фазы тока, текущего по вибратору (полагают, что длина волны в ви- браторе равна длине волны в свободном пространстве, т. е. фа- зовая скорость этой волны равна скорости света). Как видно из (2.1), распределение тока не зависит от толщины вибратора. В действительности, хотя длинная линия и вибратор явля- ются колебательными системами с распределенными параметра- ми, они существенно различаются. Во-первых, распределенные параметры линии Li, Ci ие изменяются по длине лиини, распре- деленные параметры вибратора непостоянны по его длине. Во- вторых, лнння предиазначеиа для передачи электромагнитных волн к антенне нлн к какой-либо другой нагрузке и является практически не излучающей системой; в разомкнутой линии без потерь ток изменяется по закону стоячей волны [см. формулу (2.1)]. В вибраторе, выполненном даже из идеального провод- 29
ника, существуют потери (полезные) на излучение, и ток в нем, строго говоря, ие может быть распределен по закону (2.1). В частности, в узлах ток не обращается в нуль. Одиако расчет поля симметричного вибратора в дальней зоне (т. е. характеристик направленности) по формулам, полу- ченным исходя из синусоидального распределения тока, дает достаточно хорошее совпадение с экспериментальными данными для тонких вибраторов, длина которых //Я<0,5, и широко ис- пользуется в настоящее время. Попытка использовать данное распределение тока для рас- чета входного сопротивления антенны (т. е. при расчетах, свя- занных с ближним полем антенны) в ряде случаев приводит к неверным результатам. Например, в случае вибратора, у кото- рого /Д=0,5 (см. рис. 2.3), ZHX=D’0//0 (здесь По —напряжение на зажимах вибратора и 1о — ток в точках питания) оказывает- ся равным бесконечности (7о=О). В действительности же ZBX всегда имеет конечную величину. Как будет видно из § 2.5, пользоваться синусоидальным распределением тока при расчете входного сопротивления можно только для коротких вибраторов (/Д<0,3). При этом расчет тем точнее, чем тоньше вибратор. При увеличении толщины вибратора (начиная примерно с 5*0,02, т. е. ka^Q, 1) расчет ДН, основанный на синусоидальном распределении тока, приводит к неточностям тем большим, чем длиннее вибратор. При известном законе распределения тока по вибратору легко установить приближенный закон распределения заряда, восполь- зовавшись законом сохранения заряда. Учитывая, что ток в тон- ком вибраторе имеет только продольную составляющую и за- ряды существуют только на поверхности проводника, это урав- нение можно записать в виде div z0/z=d/z/dz=i<DTz. (2-2) Здесь Zo — единичный вектор, направленный по оси вибратора; /э=2ла/2 — амплитуда тока в сечении z вибратора; J2 — поверх- ностная плотность тока, А/м; а — радиус провода, м; т-— по- верхностный заряд, приходящийся на единицу длины вибратора. Решение (2.2) относительно хг дает (без учета фазы) т2=Тл cos k (I— | г |), (2-3) где тп —амплитуда заряда в его пучности. Этот закон распре- деления заряда вдоль симметричного вибратора совпадает с за- коном распределения потенциала (напряжения) в разомкнутой на конце длинной линии без потерь. Распределение заряда важ- но для определения предельной мощности, которую можно под- вести к вибратору. В теории антенн понятием напряжения следует пользоваться с большой осторожностью, так как поле антенны является вих- 30 ПГ1МЧ’ >8
случае длинноволновых антени. ревым. Поле можно полагать потенциальным только вблизи точек питания либо между дву- мя близко расположенными точ- ками на проводе. В общем слу- чае результат измерения напря- жения между двумя точками антенны зависит от расположе- ния соединительных проводни- ков прибора (рис. 2.2), так как последние играют роль прием- ных антенн. Понятием напряжения приме- нительно к антенне можно поль- зоваться, если расстояние между точками измерения мало по сравнению с длиной волны. Это справедливо при измерении напряжения между зажимами ан- тенны (точки присоединения ге- нератора или фндера), а также в На рис. 2.3 приведены кривые распределения амплитуд тока и заряда на вибраторах разной длины, рассчитанные по фор- мулам (2.1) и (2.3). Из этих кривых видно, что на концах ви- братора всегда устанавливаются узлы (нули) тока и пучности заряда; ток н заряд в каждой точке вибратора сдвинуты между собой по фазе (во времени) на 90°; фаза тока н заряда меняется вдоль вибратора скачками на 180° при переходе через нуль. В действительности ток в узлах не равен нулю; фаза тока не изменяется скачком на 180°, а меняется плавно. На рис. 2.4 показаны кривые распределения тока на вибраторе длиной /Д— ^=0,625 и с относительным радиусом аД«0,08 (fea=0,5), одна нз которых рассчитана по формуле (2.1), а вторая — более точ- ным методом (см. § 2.2). По аналогии с волновым сопротивлением длинной линии вво- дится понятие волнового сопротивления симметричного вибратора. Как известно^ волновое сопротивление двухпроводной лиинн без потерь W =i!LiCh где Li — распределенная индуктивность линий (индуктивность, приходящаяся на единицу длины линии), Г/м; Ci — распределенная емкость линии, Ф/м. Так как l/]/LlCi=c, где с — скорость света, м/с, то U7=l/cCi. Волновое сопротивление двухпроводной геометрическими размерами соотношением №=276 1g (D/a), (2-4) линии связано с ее (2-5) 31
Рис. 2.4 где D — расстояние между центрами проводов линии; а — радиус провода. Волновое сопротивление симметричного вибраторв (а также других линейных антенн, т. е. антенн, длина которых значитель- но превосходит размеры поперечного сечения) рассчитывают по (2.4). Одиако распределенная емкость по длине вибратора не- постоянна. Поэтому в данном случае Ci — усредненная величи- на, равная отношению полной статической емкости антенны к ее длине. Одним из наиболее распространенных приближенных методов расчета полной статической емкости является метод Хоу или метод усредненных потенциалов [1]. Волновое сопротивление симметричного вибратора из прово- да цилиндрической формы, определенное по методу Хоу, 1Га = 120(1п-С — 1). (2.6) Расчет волнового сопротивления вибратора методом Хоу дает приемлемую точность для вибраторов, коротких по сравнению с длиной волны. Точность этого метода снижается по мере удли- нения вибратора. 2.2. ЗАДАЧА ОБ ИЗЛУЧЕНИИ ТОНКОГО СИММЕТРИЧНОГО ВИБРАТОРА В СТРОГОЙ ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКОЙ ПОСТАНОВКЕ В § В.4 были сформулированы условия, при которых задача анализа (т. е. определение электромагнитного поля в любой точке окружающего антенну пространства), если задана прило- женная к антенне ЭДС (сторонняя ЭДС), может быть решена строго. Применительно к симметричному вибратору было пред- ложено несколько методов (которые только условно можно на- звать строгими) решения этой задачи. Из-за своей сложности большинство этих методов не получило распространения. В настоящее время находит практическое применение реше- .ние задачи об излучении тонкого цилиндрического вибратора (аДО.02), предложенное в конце 30-х — начале 40-х годов Халленом (Hallen) н независимо от него советскими учеными ПО 32 йЧпд Jra *
Рис. 2.5 осью вибратора, прохо- через возбуждающий (рис. 2.5,с), и обраща- нуль на концах вибра- Так как вибратор Леонтовичем и Левиным. Та- кие вибраторы в основном применяют на декаметровых и более длинных волнах. Вкратце это решение состоит в следующем. Под действием напряжения генератора, при- ложенного к зажимам вибра- тора (стороннее напряжение), на его поверхности (предпола- гается, что вибратор идеаль- но проводящий) возникает продольный поверхностный ток Iz(z)=2naJz. Предполагается, что этот ток течет по беско- нечно тонкой нити, совпадаю- щей с дящей зазор ется в тора. весьма тонкий (а<С/, аС1), то торцевыми токами пренебрегают. Между плечами вибратора в зазоре А имеется стороннее электрическое поле (напряжен- ность поля Егст), вызванное приложенным к точкам питания вибратора сторонним напряжением U. Этому полю соответствует кольцевой магнитный ток (рнс. 2.5,6). Излучение, создаваемое этим током, не учитывают, так как и путь магнитного тока во много раз меньше пути, по которому течет продольный ток Iz. Кроме того, кольцевой ток линейный ток такой же длины. Напряженность электрического по вибратору током, может быть электродинамики формуле Е = — i <oj*0As----— grad di v Xs. Здесь Аэ — запаздывающий вектор-потенциал электрического тока. В данном случае существует только одна составляющая век- тора А (индекс «э» опускаем), так как имеется лишь продоль- ная составляющая электрического тока Iz(z). При этих усло- виях (2.7) для тангенциальной по отношению к вибратору со- ставляющей электрического поля Ег можно привести к виду Ег = -1<оМг-------(2-8) аг* излучает много меньше, чем поля, создаваемого текущим определена по известной из (2.7) 3—6464 33
Уравнение для вектор-потенциал a Az на поверхности, вибратора (включая возбуждающий зазор шириной Д) можно записать в виде -5- = (0при|г|>Д/2, \ &Ч I Ел(г) при | z [ <Д/2. Здесь й=соУес|х0 — коэффициент фазы в среде, окружающей ви- братор. Левая часть равенства (2.9) представляет собой тангенци- альную к поверхности вибратора составляющую электрического поля Ег, создаваемого током 1г. На поверхности вибратора Ег= =0 (идеальный проводник); в зазоре Ег равна некоторой ве- личине, которую обозначаем Ед(г). При Д«С1 Ед (г) можно при- нять постоянной и равной Ед. На основании закона Кирхгофа о равенстве нулю суммы на- пряжений в любом замкнутом контуре электрической цепи (см. рнс. 2.5) ^=—ЕдД, (2.10) где U — напряжение на зажимах генератора (источник сторон- ней ЭДС), питающего вибратор (внутреннее сопротниленне ге- нератора считается равным нулю); ЕдД — ЭДС (напряжение), наводимое в зазоре током, текущим по вибратору. Прн условии (2.10) решение уравнения (2.9) для симмет- ричного вибратора может быть получено в виде (подробнее ре- шение приводится, например, в [2, 3]) AJz) = Clcoskz — i~— sin k | г | , (2.11) где С] — произвольная постоянная, определяемая из граничных условий для тока на концах вибратора. С другой стороны, вектор-потенциал на поверхности вибра- тора можно выразить через распределение текущего по вибра- тору тока: Л(г) = -±- J/г(г')dz'. (2.12) —I Здесь z — текущая координата (начало отсчета в центре вибра- тора) точки наблюдения, находящейся на поверхности вибратора (см. рис. 2.5); z' — координата точки интегрирования (точки ис- точника); п=’]/(г—z')2-f-a2 — расстояние между точкой опреде- ления вектор-потенциала (точкой наблюдения) н элементом тока (точкой интегрирования). 34 18
Приравнивая правые части (2.12) и (2.11). получаем инте- гральное уравнение Халлена (интегральное уравнение вибрато- ра) для симметричного вибратора: [ /г (г) = С cos kz - i sin (k | г |). (2.13) Здесь С=4яС( — произвольная постоянная. Строгое решение данного уравнения в аналитическом виде неизвестно. Существует ряд методов приближенного решения этого уравнения. В настоящее время наибольшее применение находят численные решения уравнения Халлена методом мо- ментов. Согласно этому методу функцию распределения тока /2(z') в (2.13) можно представить в виде разложения в ряд по системе функций fn(z'), т. е. N /г(г') = 2/»("<г')- (2.14) П—I где /п — неизвестные весовые комплексные коэффициенты, подлежащие опреде- лению. Функции fn(z') называют базисными; они должны быть линейно неза- висимыми. Наиболее целесообразно в качестве базисных выбирать степенные полиномы или кусочно-синусоидальные функции. Представим искомый ток в виде суммы степенных полиномов: н '(И= S 4.(1-I 7'1/<)“ (2.15) П=1 Если длина вибратора 0,625, достаточно брать N=2 . . 3. Возьмем ЛГ=2, тогда /(г')=г=/1(1-|У|/0+Л(1-|г'|/0«. (2.16) Рассмотрим приближенный метод решения уравнения (2.16), называемый ztero- дом сшивания в точках. После подстановки выражения (2.16) в (2.13) получаем ( f (1 -Iz-1 /I)А- +4 j (! -|г-1 /().стр(;'^) йг- = = Ссоз Аг—1- slnfe | г | . (2.17) " с Для упрощения интегрирования интервал —l<z<l разбивается на отдель- ные отрезки, но при этом уравнение (2.13) удовлетворяется только в отдельных точках вибратора. Выбирать координаты точек разбиения zr удобно по прави- лу zP=(p—где р==1, 2, ...» ДО+1. При 1/Л^0о625 обычно полагают Z] = ~112 и z2=t. Постоянная С может быть определена, если положить z'=0. Тогда 3* 35
(2.13) представляется в виде системы из двух линейных алгебраических урав- нений относительно неизвестных коэффициентов Л н /а: I 'i f (1-I | Л)Л'(//2, г’, a)dz’ + —I I J2-U (1— | z' | /0«К(//2. г', a)dz' = — sin Л/; —I I 'i f (1-|г'1/')К«. г'. a)dz' + I Г 2 л'/ + 4 (1— I 2*1 //)»К(//2, 2\ a)dz' = — i-ц^—sinW- (2.18) —I „ ,, , ехр( — i kr.\ exn( — i krn) Здесь K(z. z*. a) — cos fez - ----—, ri r0 где r0 = i/(z')a 4- fl2. Коэффициенты /, и /а определяются численным интегрированием, после чего распределение тока по вибратору находится по формуле (2.16). При этом ока- зывается, что функция распределения тока /(2) зависит от толщины вибратора и содержит мнимую н действительную части, причем последняя связана с излу- чением вибратора. Графики распределения тока, полученные расчетами по (2.16), достаточно хорошо совпадают с экспериментальными. Решение интегрального уравнения (2.13) показывает, что при £->0 закон распределения тока по вибратору стремится к сину- соидальному. Однако даже в случае сравнительно тонких вибра- торов (ka«0,05) распределение тока уже несколько отличается от синусоидального. Решение задачи об излучении вибраторов средней {ka— =0,1—0,5) и большей (/га>0,5) толщины было получено в кон- це 60-х годов с помощью ЭВМ Е. Н. Васильевым. Оно показало, что распределение тока в таких вибраторах значительно отли- чается от синусоидального (см. рис. 2.4, кривая 1). В частности, кроме продольного тока появляется торцевой ток. 2.3. НАПРАВЛЕННЫЕ СВОЙСТВА СИММЕТРИЧНОГО ВИБРАТОРА Полагая, что ток вдоль симметричного вибратора распреде- лен по закону синуса, разобьем вибратор на бесконечно боль- шое число элементов dz (рис. 2.6). Так как длина каждого эле- мента бесконечно мала, то можно полагать, что в пределах его ток не изменяется ни по амплитуде, ни по фазе. Таким образом, 36 ««•43
Рис. 2.6 симметричный вибратор можно рассматривать как совокупность элементарных электрических виб- раторов dz и его поле рассматри- вать как результат сложения (ин- терференции) полей, излучаемых элементарными вибраторами. Выделим иа вибраторе элемен- ты 1 и 2 каждый длиной dz, симме- тричные относительно центра виб- ратора 0, и определим поле, созда- ваемое этими элементами в произ- вольной точке наблюдения М, на- ходящейся в зоне излучения. Поскольку расстояние до точки на- блюдения очень велико по сравне- нию с длиной вибратора, то направ- ления ri, г2, Го на точку М можно считать параллельными. Напря- женность поля, излучаемого элементом 1 в точке Л4, в соответ- ствии с (2.1), dE. = i 60я/^г. sin е exp (— i krj. гЛ Напряженность поля, излучаемого элементом 2, в той же точке d£, = sin в exp (— i kr,). г2к Здесь /2 — амплитуда тока в элементе, находящемся па расстоя- нии г от центра вибратора: —расстояние от элемента 1 до точки Л1; г2— расстояние от элемента 2 до точки Л1; 0 — угол между осью вибратора и направлением на точку наблюдения. Так как векторы напряженности полей, создаваемых всеми элементами вибратора в точке наблюдения, направлены вдоль одной прямой (перпендикулярной направлению от данного эле- мента на точку наблюдения), то поля создаваемые отдельными элементами, можно складывать алгебраически. Поэтому dE--dEt \ dE,- р*р(~1 tfi) | ехР(~ 1 *'»> (2.19) Здесь I,=I0 sin k(l— |z|)/sin kl, где fD=I,,sin/il — ток в точках питания вибратора. Из точки I (см. рис. 2.6) опустим перпендикуляр на направ- ление г0 и из точки 0 — на направление г2- Очевидно, что П=г0— ]z| cos0; г2=Го_|_|2| cos0. (2.20); (2.21) Величину Д/=г2—ri=2|2]cos6 часто называют разностью хода лучей. Так как точка наблюдения находится в дальней 37
зоне, то величина Аг мала по сравнению с г0 и расстояния и и Г2 мало отличаются друг от друга. Поэтому можно считать, что амплитуды напряженности полей, создаваемых элементами 1 и 2 в точке наблюдения М, одинаковы. Однако нельзя прене- бречь разностью хода в фазовых множителях, так как простран- ственный сдвиг фаз между полями элементов 1 и 2 kKr= =2k | z | cos 6=4n (| z | Д) cos 6 определяется отношением разно- сти хода лучей к длине волны. На основании (2.20) и (2.21) получаем выражения для фа- зовых множителей ехр (—i£ri)=exp(—i£r0) exp(i£|z| cos 6); ехр(—i&r2)=exp(—i£r0) exp (—i£[z| cosO). Подставляя эти выражения в (2.19), вынося за скобки общие множители и полагая, что в знаменателях ri^rs^ro. получаем [ dE — i б0я/о$1п*(/— lzl)dz s -п g Гр (; । z । cos Q) । eXp <— j л cOS fj) j rosinfe/ (2.22) Так как exp(ia)-J-exp(—ia)=2cosa, to r/E = i *2Пд/° sin 6 exp(— i ferc) sin k(l— I z I) cos (k I z I cos 6) dz. (2.23) rolsinfe/ Для определения напряженности поля, создаваемого в точке наблюдения всем симметричным вибраторам, необходимо выра- жение (2.23) проинтегрировать по длине плеча вибратора: i Е = i XI" 8 ехР(—| z|)cos(k | z|cosMz. О Получаем р.__j 60/р cos (feZ cos 8) — cos kl roslnfe/ sin 8 Из выражения (2.24) видно, что симметричный вибратор обла- дает направленными свойствами только в меридиональной плос- кости (плоскость электрического вектора). Напряженность электрического поля симметричного вибрато- ра в его экваториальной плоскости (плоскость магнитного век- тора е=л/2) Е j 6о/° (1 _ cos kl) exp (— i kr0), (2.25) rosinfe/ т. e. не зависит от азимутального угла <р. Поэтому ДН симмет- ричного вибратора в его экваториальной плоскости, как и в (2.24) exp (— i kr„). «чз
случае элементарного вибратора, представляет в полярной си- стеме координат окружность. Как видно из (2.24), направленные свойства симметричного вибратора при синусоидальном распределении тока определя- ются только отношением длины вибратора к длине волны //X. В случае полуволнового вибратора (//Х=0,25) выражение (2.24) принимает вид Е = j 60/„ cos(0,5kcos6)~ ехр (_ j (2.26) rosin/H sinS Анализ (2.24) и рассмотрение нормированных ДН (рис. 2.7) показывают, что при любом отношении //X симметричный вибра- тор не излучает вдоль своей оси. Если длина симметричного ви- братора /^0,5Х, то в направлении, перпендикулярном его оси (0=90 и 270°), т. е. в экваториальной плоскости, поля всех эле- ментарных вибраторов максимальны, синфазны и складываются арифметически. Поэтому поле в данном направлении является максимальным. Диаграмма направленности при //Х^0,5 состоит из двух (главных) лепестков (рис. 2.7,а,б). Увеличение длины вибратора до значения /=0,5Х сопровождается ростом излучения в направлении, перпендикулярном оси вибратора (главное на- правление излучения), за счет уменьшения излучения в других направлениях. При этом ДН становится уже. При увеличении //X до 0,625 излучение в главном направлении продолжает воз- растать, но характеристика направленности проходит через нуль не только при 0=0 и 180°, но и при некоторых других значениях этого угла. Главные лепестки диаграммы становятся уже, но появляются боковые лепестки (рис. 2.7,е). При дальнейшем уве- личении //X излучение в главном направлении уменьшается и возрастают боковые лепестки. Уменьшение излучения в главном направлении объясняется следующим: результирующий сдвиг фаз полей, излучаемых элементарными вибраторами в данном на- правлении, определяется пространственным сдвигом фаз фр= —Л|а| cosO и сдвигом фаз токов, возбуждающих эти вибраторы; при //Х>0,5 на вибраторе появляются участки с противофазны- ми токами (см. рис. 2.3), длина которых растет по мере увели- чения отношения //X. Поэтому в данном случае, хотя в главном направлении пространственные сдвиги фаз равны нулю, поля, излучаемые отдельными элементами вибратора, складываются несинфазно, т. е. геометрически. При //Х=1 (илн при l/k—n, где п=1, 2, ...) излучение в главном направлении отсутствует, так как противофазные участки вибратора имеют одинаковую длину (рис. 2.7,д). Рост отношения //X сопровождается также ростом боковых лепестков. Уже при //Х=0,75 напряженность поля в направлении максимума бокового лепестка превосходит напряженность поля 39
6) 780* г) л д)
в главном направлении (рис. 2.7,г). На практике применяются симметричные вибраторы, у которых //Х<0,7. Для максимального значения напряженности поля в главном направлении (при /Д^0,625) можно записать на основании (2.25) |£max| =6O/o(l—cos A/)/r0 sin kl. (2.27) Нормированная характеристика направленности симметричного вибратора f(6)=/(e)//(9o^ сх:х.п5Л- Фаза напряженности поля, создаваемого симметричным вибратором, в соответствии с (2.24) в пределах одного ле- пестка ДН не зависит от угла 0. Она изменяется на обратную при переходе напряженности поля через нуль. Симметричный ви- братор излучает сферические волны и обладает фазовым цен- тром, совпадающим с центром вибратора. В действительности ДН вибратора зависит не только от //X, но и от a/к На рис. 2.8,о, б приведены ДН, рассчитанные для рас- пределения, описываемого (2.15) (сплошная линия), и для си- нусоидального распределения (штриховая линия). 2.4. СОПРОТИВЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ, КНД И ДЕЙСТВУЮЩАЯ ДЛИНА СИММЕТРИЧНОГО ВИБРАТОРА Мощность излучения симметричного вибратора можно пред- ставить в виде ^ = /па/?гп/2 = /0г/?Ео/2, (2.29) где /п и /о—амплитуды гока соответственно в пучности тока и в точках питания; и сопротивления излучения, отне- сенные соответственно к /п или к /о- Подставив вместо Р^. выражение (1.8), можно получить фор- мулу для если в (1.8) Emax заменить выражением (2.27), Е(0, ч?) —формулой (2.28) и учесть, что при синусоидальном рас- пределении тока /0=/nsin kl. Результаты расчетов по получен- ие л формуле сведены в таблицы, и по ним построены графики рис. 2.9. Прн /Д<0,1 эта формула принимает вид /?Sn=20(£/)4. (2.30) Так как ДН вибратора есть функция //X, то, следовательно, л л г зависит только от ДН вибратора. Такой результат полу- чается потому, что при выводе формулы ДЛЯ исходили из синусоидального распределения тока по вибратору, что справед- ливо только для очень тонких вибраторов. Однако результаты 41
только в этом случае расчетов по этой формуле хорошо совпа- дают с экспериментальными данными. Это объясняется тем, что ток в пучности сравнительно слабо зависит от толщины вибратора. Заметим, что для полуволно- вого вибратора (//А=0,25) /?2п= =73,1 Ом, а у волнового вибратора (//А=0,5) ЯХп=199Ом. Из равенства (2.29) получаем = /п! КыЩ Пли = /?m/sin‘ kl. (2.31) Данную формулу можно использо- вать для очень тонких (Ла^Ю-2) и ко- ротких (//А^0,3) вибраторов, так как при определении fao можно считать распре- деление тока синусоидальным. Коэффициент направленного действия симметричного вибрато- ра можно определить по (1.14). Подставляем вместо Е-тах выра- жение (2.27) и, учитывая, что Р2=/п2^2:п/2, получаем £) = -^L(l — coskl)2. (2.32) При //А=0,25 (/?еп=73 Ом; kl=90°) £)=1,64 (элементарный вибратор имеет D=lf5). При //А=0,625 (Яеп=110 Ом, kl=225°) D=3,l. Оказывается, что вибратор при //А=0,625 обладает наи- большим КНД. Однако это имеет место только при синусоидаль- ном распределении тока, т. е. для очень тонких вибраторов. Если рассчитать КНД по той же формуле (1.14), ио входящие в нее ве- личины определить с учетом влияния толщины вибратора на рас- пределение тока, то при увеличении а/А максимум КНД сместится в сторону меньших //А, т. е. в сторону длинных волн. Для любой вибраторной антенны КНД в главном направлении можно рассчитать по формуле, аналогичной (2.32): = ?). (2.зз) где —полное сопротивление излучения антенны (см. § 3.2) Приравнивая выражения для максимального значения напря- женности поля, создаваемого воображаемой антенной с равномер- ным распределением тока (1.15) и симметричным вибратором (2.27), получаем 60л/о/Л/гА= 60/и (1—cos kl)/r sinfe/, откуда /Д=А(1—coskl)/п sin kl. (2 34) Формулу (2.34) можно получить также, приравняв площадь тока S, симметричного вибратора (заштрихованная площадь, ог- раниченная осью вибратора и кривой распределения тока на рис. 1.10,о) к площади тока S=Ioid воображаемого вибратора с равно-^j*^ 42 *
мерным распределением тока (см. рис. 1.10,6): i 9 r/osin*(/ — |z|) . J sin ft/ 0 2.5. ВХОДНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ СИММЕТРИЧНОГО ВИБРАТОРА Мощности Рх, излученной вибратором (или любой антенной), соответствует активное сопротивление излучения /?2о. Часть мощ- ности, подведенной к вибратору, теряется в самом вибраторе (на- гревание проводов), в изоляторах и в окружающих антенну пред- метах. Этой мощности соответствует сопротивление потерь Рпот- Кроме излученного есть колеблющееся вблизи антенны н связанное с ней электромагнитное поле, которому соответствует реактивная мощность. Эта мощность то отдается генератором, переходя в ближнее поле антенны, то возвращается к нему. Реактивной мощ- ности соответствует реактивное сопротивление антенны Х^. Таким образом, включенный в антенну генератор нагружен на комплексное сопротивление (рнс. 2.10)—входное сопротивление антенны. Входное сопротивление симметричного вибратора (а так- же других проволочных антенн) равно отношению напряжения на зажимах вибратора (точки питания) к току в точках питания: Zb*=Uo/Io=:Rbx-^-iXBx. (2.35) Это сопротивление определяет режим работы генератора н сте- пень согласования антенны с фидером. Обычно в симметричных вибраторах потерн малы, поэтому будем полагать, что RBx~Rzo- Для точного определения ZBX необходимо знать закон распределе- ния тока вдоль вибратора. Если этот закон найден нз решения ин- тегрального уравнения вибратора (см. § 2.2), то в соответствии с (2.15), полагая z'=0, получаем /0 = где 1п —комплекс- П=1 ные коэффициенты. Очевидно, что 2.к = 1/о/ 2/„. (2.36) / П=1 В случае очень тонких проволочных вибраторов, которые применяются иа дека- метровых и более длинных волнах, действительная часть ядра интегрального Уравнения (2.13) Гидро интегрального уравнения —Г1-1 сильно возрас- 43
, /рпот тает прн г', близких к г, поэтому численное инте- Р--------1 ~1-----1 грироваиие действительной части интеграла (2.13) иа ЭВМ требует значительного времени. Однако Я П ПРИ можно «разложить ядро интегрального 0 LI уравнения в степенной ряд и найти аналитическое j решение этого уравнения [3]. После соответствую- I___I----<---1----1 щих преобразований получаются следующие выра- Ряс 210 жепня для действительной Pn(z) и мнимой Qn(z) частей интеграла (2.13): Р„(z) ={2(1—2//)« In (2/yta) + (i—z//) n[Cikz+Cik(l—2)H -}-(I-|-z//)n [C/A(Z-|-z)—Cikz]~l~2n sin kz/kl-]-[2(n—1)/ASP] (cos W coskz— —1)— (l—z//)"-« sin k (l—z} /«—[sin If (z-|-1}/kl] (1+z/Z) "->}; (2.37) (2) = {(i"2/Z)" [S<fczH-Si*(Z-2))+(I+2//) n [Si*(/4z)-S/te]4- + (i +2//)п-‘ cos Jfe(/+z)/«+ (I—2/0 COS A(/—z)/«— —2n cos kz/kl\ 2 (n—1) cos kz sin kl/k2P}, (2.38) где Cia, Sia — интегральные косинус и синус; in у=0,577 — постоянная Эйлера; Y-1.78L Если распределение тока аппроксимировано полиномом 2-й степени (N=2), то входное сопротивление симметричного вибратора можно определить по фор- {[F,(0-F1(0)cos*fHF.(l/2)-F,(0)cos(*</2)|- _ -» IF.CO-F.UJ+F.fOj-FHOJJsInJM/Z)- . - tF«) - F,(0)cos kt] lF.q/2) - Р,(0)Ц»(И/2)]} -[F,(«/4-FJI/2)]sinM Здесь Fn(z)=P(z)—iQ(z). Значения коэффициентов Fn(z) определяются из (2.37) и (2.38) подстановкой соответствующих значений n=i,2 и z=0, I, 1/2. При этом расчеты значительно упрощаются. Расчет ZBX по (2.39) можно выпол- нить с помощью микрокалькулятора. Для полуволиовогд вибратора (//А=0,25) с радиусом с-И) выражение (239) принимает внд ZBx=i60[(2y2—l)Fi(/)—2F2(/) (V2—1)]. Расчет по этой формуле дает ZDx=73,I-|442,i7 Ом. Заметим, что такая же величина активной составляющей входного сопротивления получается при расчете сопротивления излучения полуволнового вибратора методом вектора Пойнтинга (см. § 2.4). В результате расчетов ZBK по (2.36) или (2.39) получены гра- фики, приведенные на рис. 2.11, из которых видно, что Явх и Хвх симметричного вибратора зависят от его относительной длины //А и радиуса с/А. При некоторых значениях //А Хвх=0, т. е. наблюда- ется резонанс. Так, вблизи значений //X, несколько меньших (2/V-J- + П/4, где /У=0, 1, 2,... (вибратор питается вблизи пучности то- ка), симметричный вибратор ведет себя подобно последовательно- му колебательному контуру (резонанс напряжений). Прн этом в случае очень тонких вибраторов (а/А<6-10 4) н прак- 44 лчз -------------------------------------—J
тически не зависит от величины а/Х (т. е. от волнового сопротивления вибратора №а). Заметим, что при изменении а/X от нуля до 7-10-3 /?вх=/?20 полуволнового вибратора изменяется от 73,1 до 94,8 Ом. При питании вибратора в узле тока (//Х=0,5) или в общем случае при Z/X=AA/2 для очень тонкого вибратора имеет место резонанс токов (параллельный резонанс). При этом /?вх велико. По мере утолщения вибратора его резонанс- ная длина постепенно уменьшает- ся. Обычно длину плеча вибрато- ра выбирают так, чтобы Хвх=0, т. е. //X берут несколько меньше 0,25 (резонанс напряжений) или существенно меньше 0,5 (при ре- зонансе токов) (см. рис. 2.11). Как видно из рис. 2.11, по мере утолщения вибратора (сниже- ние Й7а) уменьшается зависимость /?вх * Рис. 2.11 и Хвх от частоты, т. е. уве- личивается рабочий диапазон антенны, улучшаются ее диапазон- ные свойства. Рассмотренным методом расчета ZBX целесообразно пользовать- ся в случае более длинных вибраторов (//Х^0,3... 0,35). Расчет ZBX методом интегрального уравнения можно также применять для вибраторов, состоящих из нескольких проводов, расположен- ных по образующим цилиндрам [3]. До настоящего времени в инженерной практике находит при- менение расчет ZBX приближенным методом эквивалентных схем, который состоит в том, что симметричному вибратору ставится в соответствие отрезок разомкнутой на конце двухпроводной линии с потерями (эквивалентная линия) [2]. Однако этот метод недо- статочно точен. Если вибратор «короткий» (//Х^О.З), то активную составляю- щую входного сопротивления можно рассчитывать по (2.31). Реактивную составляющую Хвх рассчитывают по формуле для входного сопротивления разомкнутой на конце двухпроводной линии без потерь длиной /, т. е. Хвх=—H7actg&/. (2.40) Следует отметить, что расчет ZBX рассмотренными здесь мето- дами не учитывает особенностей конструктивного выполнения виб- ратора вблизи точек питания, которое может существенно сказы- ваться на его величине и характере ZBX. 45
2.6. СИММЕТРИЧНЫЙ ЩЕЛЕВОЙ ВИБРАТОР Совместим плоскость элементарного магнитного вибратора [4], представляющего собой узкую прямоугольную пластину длиной I и шириной b (толщина пластинки т<С0» с безграничной металли- ческой (а=оо) поверхностью 5 (рис. 2.12). Известно, что па по- верхности магнитного вибратора выполняются граничные условия: £эт=0, //f=0; JM=—[пЕ] или JM=—Et, где п— единичная нор- маль к поверхности вибратора; Еп — нормальная к поверхности магнитного вибратора составляющая вектора Е; Ht — тангенци- альная к поверхности вибратора составляющая Н\ Et — тангенци- альная к поверхности вибратора составляющая Е; JM—вектор плотности поверхностного магнитного тока, В/м. Очевидно, что поверхностный магнитный ток IM=2bEtt где 2Ь— периметр попе- речного сечения вибратора. Поля элементарных магнитного и электрического вибраторов различаются только тем, что в них меняются местами векторы Е и Н (принцип взаимозаменяемости полей), т. е. имеют взаимно пер- пендикулярную поляризацию. Так как в дальней зоне поле элемен- тарного электрического вибратора имеет составляющие Ее и (см. рис. 1.1), то поле элементарного магнитного вибратора име- ет составляющие £ф и Нв (рис. 2.13). Очевидно, что при совмещении магнитного вибратора с плоско- стью S структура его поля не нарушается, так как граничные ус- ловия на идеально проводящей поверхности (£t=0; Нп—0; J3= = [пН] или автоматически выполняются. Плоскость S делит все пространство на два независимых друг от друга полу- пространства 1 и II и как бы разрезает вибратор на две части (см. рис. 2.12,6). Удалим магнитный вибратор и образовавшуюся на его месте щель длиной I и шириной b возбудим с помощью генератора вы- сокой частоты (рнс. 2.14). В щели возникает электрическое поле,
Рнс. 2.13 Рнс. 2.14 линии которого- перпендикулярны ее краям. При этом предпола- гается, что значение электрического поля в щели остается таким же, как и значение тангенциальной составляющей напряженности электрического поля Et, действовавшей на поверхности магнитного вибратора. Предполагается также, что напряженность электриче- ского поля вдоль щели не изменяется ни по амплитуде, ни по фа- зе. Токи смещения, возникающие в щели, продолжаются в виде токов проводимости на металлическом экране. В пространстве, окружающем щель, возникает электромагнитное поле. Узкая щель (ширина узкой щели во много раз меньше ее длины), длина кото- рой значительно меньше длины волны (/<§сХ) и напряженность электрического поля вдоль которой не изменяется ни по амплнту- де, ни по фазе, называется элементарной излучающей щелью. Из сравнения рис. 2.14 и 2.12,6 видно, что поле, окружающее возбуж- денную элементарную щель в безграничном идеально проводящем экране, не отличается от электромагнитного поля, создаваемого элементарным магнитным вибратором, находящимся в свободном пространстве (справедливо для полупространства /). Так как элементарный магнитный вибратор аналогичен элемен- тарному электрическому вибратору, то такая же аналогия суще- ствует между элементарной щелью, прорезанной в идеально про- водящей безграничной плоскости, и элементарным электрическим вибратором, находящимся в свободном пространстве. Данная ана- логия распространяется и на более сложные антенны. А. А. Пистолькорс, используя перестановочную инвариантность уравнений Максвелла, сформулировал принцип двойственности, устанавливающий непосредственную аналогию между щелевым из- лучателем в бесконечно тонком идеально проводящем безгранич- ном плоском экране и электрическим излучателем в виде металли- ческой ^ленты, находящейся в свободном пространстве, размеры которой равны соответствующим размерам щели (такую ленту на- »|^й> зывают металлическим аналогом щели). 0 47
Имея в виду, что магнитный ток щели /щ=WM=/u/2=_ bEt= U, (2.41) где b — периметр поперечного сечения щели; U— напряжение, при- ложенное к краям щели, на основании известной из курса техни- ческой электродинамики [4] формулы для Е^ элементарного маг- нитного вибратора можно записать формулы для £ф элементар- ного щелевого излучателя: £ф = — i-^-sin 6 exp (— i kr). гк Из сравнения данной формулы с формулой для составляющей Ев поля элементарного электрического вибратора [см. (1.2)] сле- дует, что для выполнения равенства Е<1и'=Ев магнитный ток, те- кущий вдоль щели (/щ=£7), должен быть численно в U7c°/2 раз больше тока /, текущего по электрическому вибратору. Так как №с°=120л Ом, то 1 А электрического тока с точки зрения создания электрического поля эквивалентен магнитному току (напряжению) щели в 60л В. На практике широко применяются щелевые излучатели, длина которых соизмерима с длиной волны. Излучающие щели обычно имеют прямолинейную, но могут иметь и круглую (кольцевая щель) форму. Излучающие щели прорезают в металлических по- верхностях различных размеров и форм: в стенках прямоугольных и круглых волноводов, в оболочках коаксиальных кабелей, в плоских металлических экранах и т. д. Иногда размеры металли- ческой поверхности, в которой прорезана щель, во много раз пре- вышает длину волны, но практически обычно размеры этой по- верхности бывают соизмеримы с длиной волны. В основном щеле- вые антенны применяют в дециметровом, сантиметровом, милли- метровом и редко в метровом (телевизионные антенны) диапазо- нах волн. Кольцевые щелевые антенны можно применять в диапа- зонах гектометровых и километровых волн. Рассмотрим идеализированный случай; узкую щель, прорезан- ную в безграничном идеально проводящем экране. Под симметрич- ной щелью будем понимать узкую, прямоугольную щель, питае- мую в центре генератором высокой частоты (рис. 2.15,а). На основании принципа двойственности поле, создаваемое сим- метричной щелью, можно определить, если известно поле, созда- ваемое симметричным электрическим вибратором, имеющим оди- наковые форму и размеры со щелью (рис. 2.15,6) и находящимся в свободном пространстве. Распределение магнитного тока (на- пряжения) вдоль щели можно найти из решения интегрального уравнения (2.13), заменив в нем I на /щ и U на —bHt. В случае очень тонкого электрического вибратора ток в нем распределен по закону синуса. По этому же закону изменяется вдоль вибратора и
а) б) Рис. 2.15 Рнс. 2.16 тангенциальная составляющая напряженности магнитного поля. Следовательно, вдоль узкого щелевого вибратора тангенциальная составляющая напряженности электрического поля (а значит, и напряжение) изменяется также по синусоидальному закону, т. е. Ut=Uosin k (I— | z |) /sin kl, (2.42) где Uo— амплитуда напряжения в центре щели; I — длина поло- вины щелн. Напряженность электрического поля, создаваемого симметрич- ным щелевым вибратором, в дальней зоне может быть определе- на по формуле, получающейся из (2.24) заменой /о на 1/0 и с уче- том того, что электрический ток 1 А создает такое же электриче- ское поле, как 60п В напряжения в щели. Эта формула имеет вид Е, = i —.с?(Ы™е)-с«Ы ехр (_; Ч). (2.43, nrosinftz sins rv 07 \ ) Диаграмма направленности щелевого вибратора в меридио- нальной плоскости зависит от отношения //X н совпадает с ДН ме- таллического аналога щели в этой же плоскости. Вдоль своей оси щелевой вибратор не излучает. Максимум излучения для отноше- ния //Х^0,7 направлен вдоль нормали к оси щели. В экваториальной плоскости (плоскость вектора Е) щель ие обладает направленными свойствами. Для расчета мощности излучения щелевого вибратора (РЕШ) можно использовать формулу для расчета мощности излучения симметричного электрического вибратора Рх=/2п/?2п/2, заменив в ней /п на Un, т. е. на /лщ. При этом следует иметь в виду, что ЕФЩ ,^)НЬше в ^с/2 раз (если токи /п и 1^ численно равны). По- - ТU"%"/^!/4) = W/' (2.44) 4—6464 49
Выражение для Р2Щ запишем в виде Р5?=^6&/2, (2.45) где G^n—проводимость излучения щели. Приравнивая правые ча- сти выражений (2.44) и (2.45), получаем для свободного простран- ства OS, = «„/(1201г)1. (2.46) где /?хп — сопротивление излучения металлического аналога дан- ной щели (симметричного электрического вибратора). Входной проводимостью щели называется отношение электри- ческого тока в точках ее питания к напряжению, приложенному к этим точкам, т. е. Увх=/0/С70. В общем случае это величина комп- лексная. Если известно входное сопротивление металлического аналога данной щели, то входную проводимость можно определить по фор- муле, аналогичной (2.46): У»х = 4^/(120я)\ (2.47) где Z'bx — входное сопротивление металлического аналога щели. В большинстве случаев известны входные сопротивления виб- раторов, имеющих цилиндрическую форму. При этом в (2.47) можно подставить значение входного сопротивления цилиндриче- ского вибратора, радиус которого в 4 раза меньше ширины щели. Щель, как н симметричный вибратор, обладает резонансными свойствами. Реактивная проводимость щели обращается в нуль, если ее длина 2/ приблизительно кратна 1/2. Точнее, длина резо- нансной щели несколько меньше 1/2. Необходимое укорочение тем больше, чем шире щель. Обычно стремятся к тому, чтобы щелевая антенна излучала только в одно полупространство, т. е. имела однонаправленное из- лучение. Это можно, например, сделать, если со стороны второго полупространства закрыть щель металлической полостью (коро- бом). Диаграмма направленности односторонней щели при беско- нечных размерах металлического экрана показана на рис. 2.16. Предположим, что напряжение, действующее между краями двусторонней щели, не изменяется при установке короба. В соот- ветствии с (2.43) не изменяется также и напряженность поля в дальней зоне, а следовательно, и среднее значение вектора Пойн- тинга, пропорциональное квадрату напряженности поля. Излучае- мую мощность определяют интегрированием вектора Пойнтинга по поверхности сферы большого радиуса, окружающей шель. Од-
нако в данном случае щель излучает только в одно полупростран- ство и интегрировать следует по поверхности полусферы. Поэтому мощность излучения будет в 2 раза меньше, чем при двусторонней щелн. Запишем выражения для мощностей, излучаемых двусторонней и односторонней щелями соответственно = U2„ 6К1‘2: Ре/2 = 1% 6?м/2. Из сравнения этих формул следует, что =Gf/2. Таким образом, проводимость излучения односторонней щели а№ = 2P?/(120z)=. (2.48) Входная проводимость односторонней щели y^ = 2Z|x/(120ir)’. (2.49) Глава 3. ИЗЛУЧЕНИЕ СИСТЕМЫ ИЗ ДВУХ ВИБРАТОРОВ 3.1. НАПРАВЛЕННЫЕ СВОЙСТВА Одиночные вибраторы применяют только в том случае, когда тре- буется ненаправленное или почти ненаправленное излучение. Если необходимо получить однонаправленное излучение или узкие ДН, используют антенны, состоящие из двух или нескольких вибрато- ров, расположенных на небольшом расстоянии (меньше 1) друг от друга. Такие вибраторы заметно влияют друг на друга, поэто- му их называют связанными. Взаимодействие связанных вибрато- ров аналогично взаимодействию связанных колебательных конту- ров с сосредоточенными постоянными. Поле одного вибратора на- водит в другом некоторую ЭДС, что эквивалентно изменению входного сопротивления вибратора. Поле, создаваемое системой вибраторов, является результатом сложения полей, создаваемых отдельными вибраторами, с учетом фаз этих полей, определяемых как разностью хода лучей, так и разностью фаз токов в излучателях. Выведем формулу для расчета характеристики направленности в меридиональной плоскости двух параллельных вибраторов 1 и 2, k 4* si
1 находящихся на расстоянии d друг от друга (рис. 3.1), питаемых токами Л и /2. Обозначим hlh—q exp (i-ф), (3.1) где q — отношение модулей токов; -ф — сдвиг фазы тока /2 по отношению к то- ку Л. Так как расстояние между вибрато- рами d несоизмеримо мало по сравне- нию с расстоянием до точки наблюде- ния, направления л и г2 на точку М можно считать параллельными. Выра- зим напряженность поля вибратора 2 в точке наблюдения через напряжен- /, приняв ее фазу в точке наблюдения за ность поля вибратора нулевую. Так как напряженность поля, создаваемого вибратором, пропорциональна току в нем и влиянием разности расстояний от вибратора до точки наблюдения на амплитуду напряженности поля можно пренебречь, то E2=£‘i^exp(—|Ысоз6)ехр(1ф), где fo/cosO— пространственный сдвиг фаз. Суммарное поле, создаваемое обоими вибраторами в данной точке, E=Ei-\-E2=E] [ 1 -\-q exp i (ф—kd cos 6) ]. На основании (2.24) запишем f, = . 60/, cos (Ц sin В)-cos Ы exp . r sin kl cos в Обычно интересуются величиной напряженности поля, а не его фазой. Поэтому, переходя к модулям (3.2) и (3.3), получаем .г?, 60 G cos(fc/sinfl)—cos Л/ ;—2 . п-----т~.-- £ 1 =-------------------------у 1 -4- q -4- 2(7 cos (Ф — kd cos 6) r sin kl cos 0 (3.4) (3.2) (3.3) суммарного выражений COS 6 или E=Afo(6)fc(G). Заметим, что в случае любой вибраторной антенны А = =60 л/г sin kl. i Как видно из (3.4), амплитудная характеристика направленно- сти системы из двух связанных вибраторов определяется двумя множителями. Первый — fo(0) представляет собой характеристику направленности симметричного вибратора, находящегося в свобод- ном пространстве. Второй — fc(G) учитывает наличие второго виб- ратора, он зависит от расстояния d между вибраторами, отноше- ния амплитуд токов в вибраторах q и сдвига фаз токов в вибра- ^«5, торах ф. Этот множитель называют множителем системы. 52 Лч° '
Рнс. 3.2 В экваториальной плоскости (6=0) направленные свойства данной системы определяются только множителем системы, так как одиночный симметричный вибратор в этой плоскости не обла- дает направленными свойствами. Напряженность суммарного по- ля в экваториальной плоскости ] Е ] = Д(1 —cosfeZ)><1+‘?! + 2?cos('l' —Adcos6")' <3-5) где gw — уГОл между линией, соединяющей вибраторы, и точкой наблюдения в плоскости H(yoz). В зависимости от величин d/faq и ф ДН могут иметь различную форму (рис. 3.2). При увеличении расстояния между вибратора- ми, начиная от d/X=0,5, ДН приобретает многолепестковый ха- рактер: чем больше d/k, тем больше лепестков (рис. 3.3). Особенно важен случай однонаправленного излучения. Если q=\t то (3.5) можно привести к виду | Е ] = 2А (1 — cos kl) cos - Положим теперь, что ф= — ±90° и d=X,/4. Тогда | Е | =2А (1—cos kl) cos (±45°— —45°cos0). Множитель f(6) = =cos (±45°—45° cos 6) опи- сывает кардиоиду: при ф= = +90° и 6=0 он обращается в единицу, при 0 = 180° — в нуль. Таким образом, в на- правлении 6=0° напряжен- ность поля удваивается по сравнению с полем одиночного вибратора, возбуждаемого то- ком, одинаковым с текущим по одному из связанных виб- раторов. Это увеличение в од- ном направлении происходит за счет уменьшения поля в -cos 6я). (3.6) Рис. з.з 53
a) Директор б) Рис. 3.4 других направлениях. При ф=—90° напряженность поля удваи- вается в обратном направлении (0=180°); поле равно нулю в на- правлении 0=0°. Прн гр=90° вибратор 2 усиливает излучение в направлении па вибратор 1 и ослабляет—в противоположном направлении (рис. 3.4,а). Такой вибратор по отношению к первому вибратору назы- вается рефлектором (отражателем). При ф=—90' вибратор 2 ослабляет излучение в направлении вибратора 1 и усиливает из- лучение в обратном направлении (рис. 3.4,6). По отношению к вибратору 1 такой вибратор называется директором (направите- лем). Отметим, что в обоих случаях напряженность поля увеличи- вается в направлении отставания фазы возбуждающего тока. Получить однонаправленное излучение можно и при расстоя- ниях между вибраторами, отличных от d=X/4. Как видно из (3.6), условие отсутствия излучения в направлении 0=180° можно за- писать в виде ty-\-kd = 180°. Для выполнения этого условия при rf<Z/4 угол сдвига фаз ф должен быть больше 90°. Чем ближе друг к другу расположены вибраторы, тем меньшая напряжен- ность поля получается в направлении максимального излучения (считая, что при изменении d ток в вибраторах постоянен). При d->0 сдвиг фаз ф, необходимый для получения однона- правленного излучения, стремится к 180°. При этом мощность, из- лучаемая системой вибраторов, стремится к нулю. Чтобы мощ- ность, излучаемая системой из двух вибраторов, обладающей од- нонаправленными свойствами, при уменьшении d не изменялась, токи в вибраторах должны возрастать. При d/K-^O токи в вибрато- рах должны стремиться к бесконечности. Возбуждение каждого из двух связанных вибраторов токами, сдвинутыми по фазе, усложняет систему питания. Поэтому в боль- шинстве случаев вибраторы, выполняющие роль рефлекторов или директоров, не содержат источников питания (генераторов), т. е. являются пассивными (см. § 3.3). Они возбуждаются электромаг- нитным полем активного (питаемого) вибратора. Действие рефлектора или директора оценивается коэффициен- том защитного действия £защ, равным отношению модуля напря- женности поля, излучаемого в главном направлении, к модулю на- -s=»e=>j пряженностн поля, излучаемого в обратном направлении: Е,ащ = "Чгча1 Ы Лчо *
Be=o/^e=ieoD, или в децибелах: ^защ = 201g (Яе=о/£‘е=18о°). (3.7) 3.2. МЕТОД НАВЕДЕННЫХ ЭДС. НАВЕДЕННЫЕ И ВЗАИМНЫЕ СОПРОТИВЛЕНИЯ Полное комплексное сопротивление одного из связанных виб- раторов состоит из двух частей: собственного сопротивления Zed, т. е. сопротивления, которым обладает данный вибратор в свобод- ном пространстве1, и сопротивления, наведенного электромагнит- ным полем второго вибратора, т. е. /ш = Zni + Ze2 = Za2 4- д27. Полное, собственное и наведенное сопротивления можно найти приближенным методом наведенных ЭДС. Идея этого метода бы- ла предложена независимо друг от друга в 1922 г. советским уче- ным Д. А. Рожанским и французским Бриллюэном. Непосредст- венно к расчету антенн этот метод применен И. Г. Кляцкиным, А. А. Пнстолькорсом и В. В. Татариновым. На основании известной из электродинамики теоремы Пойнтин- га комплексная мощность, отдаваемая сторонними источниками поля, заключенными в некотором объеме V, ограниченном замкну- той поверхностью S, определяется выражением -s=4-f(£'T^)dV’ (3-8) где Ест — напряженность поля сторонних источников; Jv*— комп- лексно-сопряженная величина плотности объемного тока, А/м2, созданного сторонними источниками. В случае тонкого симметричного вибратора (проводимость про- вода считается бесконечной) существует только продольный по- верхностный ток I(z)=J (z)2na (а — радиус вибратора; J(z) — плотность линейного поверхностного тока, А/м) и интегрирование по объему заменяется интегрированием по поверхности вибратора: PS=-I-JEZ/*(Z)*. (3.9) 1 В действительности ZEI1 отличается от собственного сопротивления виб- ратора в свободном пространстве, так как под действием поля вибратора 2 изменяется не только величина тона в вибраторе /, но и его распределение. Только при синусоидальном токе Zril не отличается от собственного сопротив- ления вибратора в свободном пространстве. Точное определение: собственным комплексным сопротивлением одного из вибраторов называется его полное со- противление при холостом ходе иа зажимах второго вибратора. 55
Здесь Ps — комплексная мощность, подводимая к вибратору; ее действительная часть Ре— мощность излучения; мнимая часть — реактивная мощность, соответствующая связанному с вибратором электромагнитному полю; Едст—напряженность стороннего поля, существующего только в возбуждающем зазоре. Комплексной мощности соответствует комплексное сопротив- ление вибратора. Так как Едст существует только в возбуждаю- щем зазоре (на поверхности идеального проводника тангенциаль- ная составляющая вектора Е равна нулю), то для расчета Ps по (3.9) следует знать ток /0, текущий на зажимах вибратора. Еслн этот ток найден из строгого решения задачи о распределеннн тока по вибратору при его возбуждении сосредоточенной ЭДС (см. § 2.2), то мощность Ps можно вычислить, не прибегая к (3.9), вос- пользовавшись соотношением Ps=Z7o/0*/2, (3.10) где Uq — напряжение на зажимах вибратора. Еслн строгое решение задачи о распределении тока неизвестно, то можно задаться приближенным распределением тока [ (z). При этом граничные условия не выполняются и на поверхности вибра- тора должна существовать распределенная тангенциальная со- ставляющая напряженности электрического поля Ez(z). По су- ществу, это ЭДС, приходящаяся на единицу длины вибратора, создаваемая током I(z). Для приближенного расчета в данном случае можно воспользоваться формулой (3.9), но приспособив ее к новым условиям задачи. Граничные условия на поверхности виб- ратора должны выполняться. Поэтому необходимо предположить наличие распределенных тангенциальных составляющих некоторо- го стороннего поля Е2СТ, создающего данное (синусоидальное) рас- пределение тока, чтобы суммарная тангенциальная составляющая электрического поля на поверхности внбратора £?y*(z) =E/T(z)H-E2(z) =0 или Ez-(z)=-£z(z). (3.11) Таким образом, задавшись приближенным законом распреде- ления тока /(z), необходимо в (3.9) вместо сосредоточенного сто- роннего поля Едст задать такое распределение EzCT(z) вдоль оси вибратора, при котором на его поверхности выполняются гранич- ные условия. В этом и заключается сущность метода наведенных ЭДС. Имея в виду соотношения (3.9) и (3.11), записываем матема- тическую формулировку этого метода: Ps =----Ьу£г(г.)Л(г)£/г. (3.12) 1 m-IIVtsSn 56 «
Величина Ег может быть определена на осно- 2 вании общего выражения для напряженности I электрического поля (2.8) по формулам, 1\ I имеющимся в [2]. Z y Рассмотрим два связанных вибратора 6?) Т (рис. 3.5), и пусть по ним текут синусои- д I дальние токи (изменение закона распределе- \ • ння тока в одном из вибраторов под действи- ем поля второго вибратора не учитывается). Рис. 3.5 Очевндно, что при этом на поверхности виб- ратора 1 (также и на поверхности вибратора 2) должны сущест- вовать тангенциальные составляющие: £гц, составляющая собст- венного поля, создаваемая текущим по вибратору 1 током Л (г), и составляющая Ezi2, создаваемая током, текущим по вибратору 2 А (2). Для выполнения граничных условий на поверхности вибрато- ра 1 необходимо, чтобы £гГ1 + Ёг\2 = — Ezll — Ezlz. На основании (3.9) можно записать P.S1 = fsn +Рь. --i-jEiia(z)7;(z)rfz, (3.13) I I где Psi— полная мощность, отбираемая вибратором 1 от включен- ного в него генератора; Psu — мощность, расходуемая генерато- ром / на создание распределенной составляющей собственного стороннего поля Е^; PS\z— мощность, расходуемая генерато- ром 1 под влиянием поля вибратора 2, необходимая для создания составляющей компенсирующей поле, наведенное током этого вибратора. На основании (3.10) можно записать fjSll ~ Psl2 = 4Л1 ^12И/2» (3.14) где /П] — амплитуда тока в пучности тока вибратора /; Zu— соб- ственное комплексное сопротивление вибратора /, отнесенное к пучности тока (индекс «£» опускаем); Z >2В — комплексное со- противление, наведенное (вносимое) полем вибратора 2, отнесен- ное к току в пучности /пь Из (3.12) и (3.14) следует, что ?и = —(3.15) Ап An i ?1а =----Ц- f Eaa ra (?) dz, (3.16) /П1/П1 У где /(z)=/nsinift(/—z)— функция распределения тока. Аналогич- ные формулы получаются для сопротивления Z2i, наведенного по- лем вибратора 2 на вибратор 57
В результате интегрирования выражения (3.15) [после подста- новки соответствующих выражений для Ezii и Л (z)] получаются громоздкие формулы, имеющиеся в [3] для составляющих комп- лексного сопротивления /?ц и Хи. При этом формула для пол- ностью совпадает с формулой для определенной методом век- тора Пойнтинга (см. § 2.4). Формула для реактивной составляю- щей Хц методом вектора Пойнтинга найдена быть не может, так как в этом методе интегрирование производится не по поверхности вибратора, как в (3.15), а по поверхности большой сферы — в дальней зоне поля вибратора. Составляющая Хп (ее часто обо- значают Х2п) является функцией Z/Х и а/К. Однако точное значе- ние Хп, полученное методом наведенных ЭДС, имеет место только в предельном случае при а/Х->0. Оказывается, что при Z/X=0,25 (полуволновый вибратор) и а/К—>0 комплексное сопротивление вибратора Zu=73,l+i42,5 Ом, т. е. точно совпадает с результа- тами строгого метода расчета ZBX (см. § 2.5). Наведенное сопротивление рассчитывать значительно проще в частном случае, когда связанные вибраторы (рис. 3.6) имеют одинаковую длину, оси их параллельны и токи в них имеют оди- наковые величину и фазу. Очевидно, что в этом случае сопротив- ление, наведенное вибратором 1 па вибратор 2, равно сопротивле- 58 ««ча
нию, наведенному вибратором 2 на вибратор 1. В этом частном случае наведенное сопротивление называется взаимным (Z12). При известном взаимном сопротивлении двух вибраторов нетруд- но рассчитать наведенное сопротивление, если задано соотноше- ние токов в вибраторах. Взаимное сопротивление является функцией величин Z/X, d/k и h/kf т. е. определяется исключительно электрическими размерами. Таблицы для определения активной составляющей взаимного сопротивления полуволновых вибраторов рассчитаны А. А. Пи- столькорсом в 1928 г., а для реактивной составляющей Х12 — В. В. Татариновым в 1936 г. Подробные данные для расчета /?12 н Xi2 различных вибрато- ров имеются в [3, 5]. График зависимости /?12 и Xi2 от d/k при //Л=0,25 и йД=0,5 представлен на рис. 3.7. При rf/X=0 на графи- ках при любых l/к и Л/1 получаются значения собственных сопро- тивлений Rn и Хп. Наведенное и взаимное сопротивления связаны простыми со- отношениями = ЬЛ/ 4 = А. Ч exp (i 4); (3.17) Z'“ = z«4/4 = ехР (—' Й- (3 18) Полное сопротивление каждого из связанных вибраторов мо- жет быть определено из очевидных соотношений = Zlt + Z„ q exp (i 4); 1 Z™™ = Zm + (ZJq) exp (— i 4) [ <3 1 9) причем Zi2=Z2i. В настоящее время в связи с развитием строгих методов рас- чета распределения тока в связанных вибраторах, базирующихся на использовании ЭВМ (см. § 2.2, 3.4), метод наведенных ЭДС мо- жет иметь лишь ограниченное применение. Им целесообразно пользоваться при небольшом числе весьма тонких и коротких (//Х<0,3) вибраторов. Однако расчет взаимных сопротивлений этим методом не потерял своего значения, так как входит состав- ной частью в более строгий метод расчета — обобщенный метод наведенных ЭДС (см. § 3.4). 3.3. РАСЧЕТ ТОКА В ПАССИВНЫХ ВИБРАТОРАХ Пассивные вибраторы широко применяют для создания одно- направленного излучения в качестве рефлекторов и директоров. Чтобы вибратор играл роль рефлектора или директора, ток в нем должен иметь определенные величину и фазу по отношению 59
Рис. 3.8 к току в активном вибраторе (в идеальном случае при расстоянии между вибраторами d=X/4 должны выполняться условия ^=1 и ф=±л/2). Величины q и ф для пассивного вибратора зависят от расстоя- ния между пассивным и активным вибраторами и от величин ак- тивного н реактивного сопротивлений пассивного вибратора. Эти величины можно регулировать, изменяя реактивное сопротивле ние пассивного вибратора. Заменим два связанных симметричных вибратора, из которых один пассивный с включением в его середину сопротивлением на- стройки Хн0 (рис. 3.8,а), эквивалентной схемой (рис. 3.8,6). Уравнения Кирхгофа для этой системы нмеют вид 0 = /„,zls+7ragr»+i/„x. Имея в виду, что Z™“ — и Z“B = ZM/7nt, а также что Zu = Zai, получаем 0=fn2Z22“{_/nl^l2-|_i^n2Xu. (3.20); (3.21) Здесь i/nl — напряжение в пучности напряжения вибратора; 1щ и /п2 — токи в пучностях токов вибраторов 1 и 2 соответственно; Z|2 — взаимное сопротивление вибраторов; Хн — реактивное со- противление настройки, включенное в пассивный вибратор и отне- сенное к пучности тока. Можно считать известными ток в активном вибраторе /щ, а также собственные Zu, Z22 и взаимное Z]2 сопротивления, посколь- ку относительная длина вибраторов l/к и относительное расстоя- ние между вибраторами d/l. заданы, задано также сопротивление настройки. Таким образом, в (3.20) и (3.21) неизвестен только ток /п2, который определяется из (3.21): / /пг -и пг £за4-1Хн- 60 (3.22) ПМ-WVK I лча
Так как f„JIm = q exp (i <p), to q exp (i <f) = — , “ ” . *42 T Ц-Л Bl "Г A h) Отсюда модуль отношения токов g . . (3.23) V ^2+(Л!а + Хв)« Фаза ip=n+arctg(Xi2//?i2)—arctg[(X22+XH)//?221- (3-24) Входящие в (3.23) и (3.24) сопротивления 1?22, Х22, Xi2 и Хн отнесены к пучности тока. Сопротивление настройки пересчи- тывается (в случае короткого вибратора) ко входу вибратора 2 (см. рис. 3.8) по формуле XHo=XH/sin2/?/. Интересно отметить, что при d->0, Zi2-^Z22 и при Х|10 = 0 (ко- роткое замыкание пассивного вибратора) из формул (3.23) и (3.24) имеем q=l в ф=180°. Токи в вибраторах равны по вели- чине и противоположны по фазе — система становится иеизлучаю- щей. В случае пассивного вибратора q и ф взаимозависимы. При из- менении Хн0 меняются одновременно обе величины. Поэтому до- биться одновременно требуемых значений q и ф для пассивного вибратора невозможно. Пассивный вибратор обычно настраивают так, чтобы получить максимальный коэффициент защитного дей- ствия. Ток в пассивном рефлекторе должен опережать по фазе ток в активном вибраторе. Анализ (3.24) показывает, что пассивный вибратор играет роль рефлектора в том случае, когда его полное реактивное сопротивление (собственное плюс сопротивление на- стройки) имеет индуктивный характер. Этот вывод справедлив, ес- ли 0,1 ^0,25. Ток в пассивном директоре должен отставать по фазе от тока в активном вибраторе. Из анализа (3.24) следует, что для работы пассивного вибратора в режиме директора при 0,lX^d^0,25X. его полное реактивное сопротивление должно быть отрицательным, т. е. иметь емкостной характер. В диапазонах длинных и средних волн реактивное сопротивле- ние настройки является сосредоточенным (индуктивность, ем- кость). В декаметровом диапазоне пассивные вибраторы обычно настраивают, включая в середине вибратора настроечное реактив- ное сопротивление в виде отрезка короткозамкнутой двухпровод- ной линии, длину которой можно регулировать передвижным ко- роткозамыкателем. В диапазонах метровых и дециметровых воли настроечное сопротивление обычно не применяется. Пассивный вибратор настраивается изменением его длины. Чтобы пассивный вибратор работал в качестве рефлектора, его полная длина долж- 61
иа быть несколько больше Х/2 (входное сопротивление разомкну- той на конце двухпроводной лиини, длина которой больше Х/4, имеет индуктивный характер). Чтобы пассивный вибратор работал в качестве директора, его полная длина должна быть несколько меньше Х/2. Необходимое удлинение нлн укорочение определяется расстоянием между вибраторами и их толщиной. Коэффициент направленного действия вибратора с рефлекто- ром или директором (как и любых двух связанных вибраторов) на осиованни выражений (2.33) и (3.5) можно рассчитать по форму- ле (6=0 или 180г) О = (1 — cos kl)’ Г1 + 9а+2q cos (ф—fe()]. (3.25) Здесь /?2п — полное сопротивление излучения активного вибрато- ра (собственное плюс наведенное). Если оба вибратора актив- ные, то под величиной следует подразумевать полное сопро- тивление излучения (собственное плюс наведенное) вибратора / плюс полное сопротивление вибратора 2. Пользоваться изложенным методом расчета тока в пассивных вибраторах можно, если //Х^О.З; при 7/Х>0,3 следует использо- вать метод, изложенный в § 3.4. 3.4. ПРИМЕНЕНИЕ ОБОБЩЕННОГО МЕТОДА НАВЕДЕННЫХ ЭДС ДЛЯ РАСЧЕТА ТОКОВ В СВЯЗАННЫХ ВИБРАТОРАХ Распределение тока даже в весьма тонких связанных вибраторах не являет- ся синусоидальным. Оно зависит от толщины вибратора а/Х, от расстояния меж- ду вибраторами d/X, от отношения й/Х (см. рис. 3.6), а также от отношения приложенных к вибраторам напряжений t/j и С72. Функция распределения тока в каждом из вибраторов может быть найдена решением системы уравнений (число уравнений равно числу вибраторов), каж- дое из которых аналогично интегральному уравнению (2.13). Данный метод по- дробно рассматривается в [3, 6]. Задачу определения тока можно упростить, если при решении интегрально- го уравнения методом моментов в качестве базисных функций (см. § 2.2) вы- брать кусочно-синусоидальные. При этом система линейных алгебраических уравнений, к которой приводится интегральное уравнение, совпадает с системой уравнений Кирхгофа для перекрещивающихся кусочно-синусоидальных распре- делений тока, рассматриваемых нак симметричные вибраторы. Коэффициента- ми при искомых токах в этих уравнениях являются собственные и взаимные со- противления вибраторов, определенные методом наведенных ЭДС. Данный ме- тод называется обобщенным методом наведенных ЭДС [3]. Его применение рассмотрим на примере одного симметричного вибратора. В случае симметричного вибратора, длина которого не превышает 1,5Х (Z/X=0,75), можно ограничиться всего тремя кусочио-синусондальными распре- п|™ъг| 62 « «Л’ча
Рис. 3.9 Рис. 3.10 делениями. Таким образом, вибратор представляется в виде системы из трех идентичных независимых друг от друга вибраторов с синусоидальным распределени- ем тока (рис. 3.9). Кривые распределения тока на каждом вибраторе обозначены соответственно цифра- ми 1, 2, 3. Токи и серединах вибраторов (пучность тока) обозначены /1, /2, h, причем ввиду симметрии антенны /2=/в. Заменим вибраторы 1 и 2 эквивалентной схемой рис. ЗЛО к запишем для нее на основании (3.20) и (3.21) систему уравнений Кирхгофа: U=I}Zy ,-l-2/sZ,a; 0=/ ]Z]2^-/2Z22-J-/2Z23. (3.26) (3.27) Здесь Zu, Z22, Z12, Z23 — собственные и взаимные сопротивления вибраторов. Коэффициент 2 перед током /2 в уравнении (3.26) учитывает влияние на виб- ратор I вибраторов 2 и 3. Значения собственных и взаимных сопротивлений можно найти по формулам и графикам [3]. При этом следует иметь в виду, что в соответствии с рис. 3.6 расстояния между осями взаимодействующих вибра- торов d следует принять равными радиусу их сечения. Под h подразумевается расстояние между центрами взаимодействующих вибраторов. Из (3.27) получаем /2=—I\Z 12/ (Z22—}-Z23). Подставляя это выражение вме- сто /2 в (3.26), получаем t/=/jZn—2/1Z212/(Z22-J-Z23), откуда находим 1ЛЦ= *=Z\i—2Z212/(Z22-^Z23). Учитывая, что ток в точках питания /0—/„ sin (Л//2), получаем С'с ^12 I — = z„ = 5«-z,1+zM 5|„»(Н/Х) (3-28> Для более точного представления тока можно использовать разбиение виб- ратора на большее число независимых частей. Можно показать, что такой метод определения тока эквивалентен решению уравнения Халлсна методом «вшива- ния» по точкам, причем «сшивание» производится в центрах независимых вибра- торов. В качестве примера приведем результаты расчета распределения токов в связанных вибраторах. На рис. 3.11 дано распределение тока вдоль вибрато- ра /, если вибратор 2— пассивный. Это распределение значительно отличается от синусоидального. В частности, при h=^=Q оно несимметрично относительно Центра вибратора. Ь 63
Рис. 3.11 Совершенно таким же образом строится точная теория для системы вибра- торов, каждый из которых представляется в виде суперпозиции независимых частей, а также в случае антенн, состоящих яз большого числа проводов (см. § 12.2). 3.5. ВЛИЯНИЕ ИДЕАЛЬНО ПРОВОДЯЩЕЙ И БЕСКОНЕЧНО ПРОТЯЖЕННОЙ ПОВЕРХНОСТИ НА ИЗЛУЧЕНИЕ РАСПОЛОЖЕННЫХ ВБЛИЗИ НЕЕ АНТЕНН 3.5.1. ОБЩИЕ ЗАМЕЧАНИЯ. МЕТОД ЗЕРКАЛЬНЫХ ИЗОБРАЖЕНИЙ Обычно антенны располагаются вблизи поверхности Земли или вблизи каких-либо тел, обладающих свойствами проводников нли диэлектриков (вибраторы, установленные на металлических баш- нях, кораблях, летательных аппаратах, различные типы щелевых антенн и т. п.). Под действием электромагннтного поля антенны в почве и близ- ко расположенных к антенне телах возникают токи проводимости и смещения (вторичные токи). Полное поле представляет собой результат интерференции первичного поля, излученного антенной, и вторичного (дифрагированного), создаваемого вторичными то- ками. Поскольку в рЬзультате действия вторичных токов изменяются величина и распределение электромагнитного поля во всех точках окружающего антенну пространства, то изменяется ДН антенны, ее сопротивление излучения и входное сопротивление. Если рас- положенные вблизи антенны тела ие являются идеальными про- водниками (например, почва) и идеальными диэлектриками, то возникновение в них токов приводит к потерям энергии и умень- шению КПД антенны. Полное (суммарное) поле должно, во-первых, удовлетворять уравнениям Максвелла, во-вторых, граничным условиям на по- верхности данного тела и, в-третьих, условию излучения. Нахож- дение этого поля в случае тела произвольной формы, обладающе- го свойствами проводника и диэлектрика, крайне затруднительно. В ряде случаев для упрощения анализа данное тело может быт^и^& 64 Л в?чз *
П Реальный вибратор I полупространство Идеальная с^ражан.-ло^ поверхность (о-со; заменено телом правильной гео- метрической формы (шар, ци- линдр, диск и т. д. [3, 6]). Зада- ча еще более упрощается, если данное тело заменить бесконечно протяженной и идеально прово- дящей плоскостью. Так, иапрн-IL полупространство мер, иногда поступают для при- ьный Мраглор ближениого учета влияния земли на излучение расположенных Рис д12 вблизи нее антенн (в диапазо- нах сверхдлииных, длинных н средних волн), а также в случае электрического или магнитного вибратора( щели), расположенного вблизи металлического экра- на, размеры которого значительно превосходят длину волны. Ре- шение в этом случае получается весьма просто по методу зер- кальных изображений. Этот метод позволяет также до некоторой степени учесть влияние параметров реальной почвы на характе- ристики антенн (см. § 12.1). Сущность метода зеркальных изображений применительно к антеннам состоит в том, что при определении электромагнитного поля, создаваемого вибратором, помещенным иад бесконечно про- тяженной и идеально проводящей плоскостью, исключаются из рассмотрения вторичные токи введением фиктивного вибратора, являющегося зеркальным изображением действительного вибра- тора. Зеркальный излучатель располагается на продолжении нор- мали, соединяющей действительный вибратор с проводящей плос- костью, по другую сторону этой плоскости на расстоянни h, рав- ном расстоянию действительного излучателя от проводящей по- верхности (рис. 3.12). Амплитуда тока в зеркальном вибраторе равна амплитуде тока в действительном вибраторе, а фаза тока зависит от ориентировки действительного вибратора относительно проводящей плоскости. Результирующее электромагнитное поле, создаваемое реаль- ным излучателем и его зеркальным изображением, точно так же, как н результирующее электромагнитное поле, создаваемое излу- чателем и токами, текущими по проводящей поверхности, удовлет- воряет граничным условиям иа этой поверхности. Этого достаточ- но, чтобы утверждать, что в любой точке первого полупространст- ва фиктивный (зеркальный) вибратор создает точно такое же по- ле, как и реальные токи, текущие по идеально проводящей поверх- ности, и что, следовательно, замена действия вторичных токов действием зеркального изображения правомерна. Рассмотрим некоторые примеры. Внесем в поле электрическо- го вибратора бесконечно протяженную и идеально проводящую плоскость так, чтобы вибратор был горизонтален по отношению к 5—6464 65
Рис. 3.13 этой плоскости и расстояние между иим и плоскостью равнялось h (рис. 3.13,а). Электромагнитное поле вибратора не удовлетворяет граничным условиям на этой плоскости. В точке Р вектор Е поля вибратора можно разложить на две составляющие — горизонталь- ную £г и вертикальную £в. Поместим в полупространстве II на расстоянии h от плоскости горизонтальный вибратор 2, ток в ко- тором по величине равен току в вибраторе /, но противоположен по направлению. Вектор Е' поля вибратора 2 в той же точке Р разложим на две составляющие £/ и £в'. Составляющая £/ рав- на по величине и противоположна по направлению составляющей £г, н поэтому граничные условия удовлетворяются. Для вертикаль- ного электрического вибратора (рис. 3.13,6) на основании анало- гичных рассуждений приходим к выводу, что токи в внбраторах 1 и 2 (зеркальное изображение вибратора 1) должны быть равны по велнчине и по фазе. Также могут быть найдены зеркальные изображения магнит- ных вибраторов. При этом оказывается, что магнитный ток в зер- кальном изображенни горнзонтального магнитного вибратора ра- вен по величине и по фазе магнитному току в действительном виб- раторе. Ток в зеркальном изображении вертикального магнитного вибратора (горизонтальная рамка) равен по величине магнитно- му току в действительном вибраторе, но по направлению они про- тивоположны. Сложные антенны при построении их зеркальных изображений могут быть разложены на элементарные вибраторы. 66 Л’ЧЗ 1
3.5.2. ИЗЛУЧЕНИЕ СИММЕТРИЧНЫХ ВИБРАТОРОВ, РАСПОЛОЖЕННЫХ НАД ИДЕАЛЬНО ПРОВОДЯЩЕЙ И БЕСКОНЕЧНО ПРОТЯЖЕННОЙ ПОВЕРХНОСТЬЮ В вертикальной плоскости, перпендикулярной оси горизонталь- ного вибратора, находящегося на высоте h над идеально прово- дящей плоскостью (рис. 3.14), поле вибратора имеет нормальную (горизонтальную) поляризацию Е± . На основании метода зер- кальных изображений заменяем идеально проводящую плоскость зеркальным вибратором и получаем два связанных противофаз- ных вибратора, находящихся на расстоянии 2h друг от друга. Для расчета поля этой системы вибраторов применим формулу (3.5). Учитывая, что ?=1 и -ф=180°, получаем EL = -^-(l—coskl)sinlkhsa^, (3.29) где А — угол между перпендикуляром к оси вибратора (горизон- тальной плоскостью) и направлением на точку наблюдения. По- следний множитель в этом выражении — это множитель системы (иногда его называют множитель земли). Направления максимального излучения (угол Атах) определя- ют из выражения sin &max= (2«+ 1) X/4h, (3.30) где n=0, 1, 2, 3,... (при этом множитель системы равен единице). Направления, вдоль которых излучение отсутствует, определяют- ся выражением sin &min=nh/2h. Поле максимально в тех направ- лениях, в которых прямое (первичное, т. е. создаваемое самим вибратором) и вторичное (отраженное от проводящей поверхно- сти) поля складываются в фазе. Поле минимально в тех направ- лениях, в которых прямое и отраженное поля складываются в противофазе. При Д=0° излучение отсутствует, т. е. горизонталь- ный вибратор не излучает вдоль поверхности земли (точнее, вдоль идеально проводящей плоскости). Из-за влияния идеально прово- дящей плоскости напряженность поля в на- правлении максимального излучения удваи- вается по сравнению с полем вибратора, на- ходящегося в свободном пространстве. Из рис. 3.15 видно, что при увеличении высоты подвеса угол максимального излуче- ния уменьшается (максимум излучения «при- жимается» к горизонтальной плоскости), ДН становится уже. Одиако при /гД?>0,5 появ- ляются боковые лепестки, число которых рас- тет при дальнейшем увеличении ЛД и иа- ^2 Рис. 3.14
правленные свойства ухудшаются. Применяя метод зеркальных изображений к расчету поля вертикального симметричного ви- братора (рис. 3.16,а, б) и полагая в формуле (3.4) q=l и ф=0, получаем г,АЧ cos (kl sin A) —cos kl ... . , rtt4 I (A) = —1--------------cos(khsm Д). |3.31) cos A ' ' Первый множитель в (3.31) представляет собой характеристику направленности симметричного вибратора в свободном простран- стве; множитель cos(fehsinA) — множитель системы («множитель земли»). Первый максимум ДН получается при А=0 (рис. 3.17). При этом cos(£hsin Д) = 1; характеристика направленности одного виб- а) б) Рис. 3.16 ратора также максимальна при Л=0°, если /Д^0,7. С увеличени- ем ЛД растет количество лепе- стков Определение входного сопро- тивления вибратора, находящегося над идеально проводящей и бес- конечно протяженной поверхностью сводится к расчету входного сопро- тивления связанного вибратора (см. § 3.2). В этом случае расртоя- 68
ние между связанными вибраторами равно 2/г (см. рис. 3.14), токи в вибраторах равны по величине (?=1) и либо находятся в фазе (вертикальный вибратор), либо в противофазе (горизон- тальный вибратор). В диапазонах декаметровых, метровых и дециметровых волн для придания вибратору однонаправленных свойств часто приме- няют апериодические рефлекторы. При правильно выбранных раз- мерах такого рефлектора его действие слабо зависит от частоты. Апериодический рефлектор представляет собой металлическую прямоугольную или круглую пластину (экран), устанавливаемую примерно на расстоянии Х/4 от вибратора (рис. 3.18,я). Иногда сплошная металлическая поверхность заменяется сеткой прово- дов, расположенных параллельно оси вибратора. Линейные раз- меры экрана обычно несколько превосходят длину вибратора. Бла- годаря конечным размерам экрана излучение в заднее полупрост- ранство 11 устраняется не полностью. Определение ДН и входного сопротивления такого вибратора является довольно сложной ди- фракционной задачей [6]. Приближенно ДН в переднем полупро- странстве может быть получена методом зеркального изображе- ния. При этом рефлектор считается бесконечно протяженным и за- меняется фиктивным (зеркальным) вибратором 2 (рис. 3.18,6), находящимся на расстоянии 2d от действительного вибратора 1 и возбужденным током A=Aexp(i 180°), где /1—ток в реальном вибраторе. Формулы для расчета характеристик направленности получа- ются из (3.4) и (3.5) в предположении q— 1 и 180°. Очевидно, что в данном случае множитель системы f(0) =2 sin (Ы cos 6). (3.32} Коэффициент направленного действия вибратора с апериоди- ческим рефлектором иа основании выражений (2.32), (3.5) и (3 32) D=480 (1-cos kl) ’sin2 (kd) //?Хп, (3.33) где /?хп — полное сопротивление излучения вибратора (собствен- ное плюс наведенное зеркальным изображением вибратора). 69
З.Б.З. НЕСИММЕТРИЧНЫЙ ВЕРТИКАЛЬНЫЙ ЗАЗЕМЛЕННЫЙ ВИБРАТОР Несимметричным называется вибратор, у которого одно плечо по размерам или форме отличается от другого. Несимметричный вертикальный заземленный вибратор (рис. 3.19,а) представляет собой вертикальный по отношению к земле или к какой-либо ме- таллической поверхности провод, к нижнему концу которого при- соединен один зажим генератора, другой — к земле1 или к метал- лическому телу (корпусу самолета, автомобиля и т. д.). Роль вто- рого плеча вибратора в данном случае играет земля или металли- ческая поверхность. Несимметричные вертикальные заземленные вибраторы при- меняют на километровых и гектометровых, а также на декаметро- вых и особенно на метровых волнах (автомобильные, самолетные и другие антенны). При расчете характеристик направленности и входных сопро- тивлений несимметричных вибраторов, применяемых па километ- ровых (длинных) н гектометровых (средних) вол и ах, землю можно считать идеально проводящей и заменять ее действием зеркаль- ного изображения. В случае коротковолновых антенн следует учи- тывать действительные параметры почвы. В случае идеально про- водящей земли замена ее зеркальным изображением вибратора сводится к переходу от несимметричного вибратора длиной I к симметричному вибратору с длиной одного плеча, равной Z (рис. 3.19.6). При этом токи в обоих вибраторах одинаковы. Поэтому характеристику направленности несимметричного вибратора в вер- тикальной плоскости можно рассчитать по формуле F (М — CO3^s1n д) — cosfe/ /о одч ' “ (1 —cogfcZ)cosA ’ ' ’ ' В случае несимметричного вибратора угол А может изменять- ся в пределах 0^А^180°л В горизонтальной (экваториальной) с; Рис. 3.19 Под «землей» подразумевается накое-либо металлическое тело — металли- ческие листы (обычно оцинкованное железо), стальные трубы, система проводов, закопанное на небольшую глубину в землю. 70 л*чз I
Рис. 3.20 ZW° /57° ПО’ 00° 60" 4tT зо° -10 -ZZ8 Ц6 04 0.2 0 0.7 0,4 Ц6 0,8 1,0 1/>.=O,B3 плоскости вертикальный несимметричный вибратор не обладает направленными свойствами. Если длина несимметричного вибра- тора не превышает примерно 0.7Z, то он излучает с максимальной интенсивностью в перпендикулярном направлении, т. е. в горизон- тальной плоскости (рис. 3.20). Определяя методом вектора Пойнтинга мощность, излучаемую несимметричным вибратором, интегрирование следует произво- дить по поверхности полусферы. Так как на основании метода зер- кальных изображений векторы Пойнтинга (/7=Е2/240л) поля, создаваемого несимметричным вибратором длиной I и симметрич- ным вибратором с длиной одного плеча I, равны (токи в вибрато- рах одинаковые), то Рх несимметричного вибратора будет в 2 ра- за меньше Рт соответствующего симметричного вибратора. Следо- вательно, несимметричного вертикального вибратора в 2 раза меньше соответствующего симметричного вибратора. Это же относится и ко входным сопротивлениям вибраторов. В случае коротких вибраторов (1/Х<0,1), что имеет место в диапазоне километровых волн, на основании (2.30) и (2.31) полу- чаем Ric= l0(kl)*/sin2kl. Так как kl&A, то (3.35) Реактивная составляющая входного сопротивления Х„ несим- метричного вибратора, у которого 1^0,ЗХ, определяется по форму- ле Х„,=Х10=—W„ctgkl, где Vi',.— волновое сопротивление несим- метричного вибратора [см. (2.5) ]: «7,-60 In —— 1). (3.36) Действующая длина (высота) несимметричного вибратора I __ X 1 — cos kl Д 2те sin Л/ Еслн то площадь тока S» примерно равна площади пря- моугольного треугольника с основанием /с и высотой Z (см. рис. 1 Ю,а). Тогда /0//2=/0/д, откуда /д=//2. Заменяя в (3.35) I на 2/д, получаем 1600 (/д/Z)2. (3.38) 71
/ Л А л ГТ ГI Г-о Враз- Т-овраз- Зон- Антенна ная~ ная тич-с диском пая ни верхнем конце Рис. 3.21 вибратор на его верхнем горизонтальным или наклс Приближенный расчет по (3.38) возможен, если /<$ (0,2 ... 0,25) X. Од- нако если Z>O,1X, то /д следует рас- считывать по (3.37). Сопротивление излучения можно увеличить (для уменьшения тока в антенне при за- данной мощности Рх) без увеличения длины антенны увеличением /д, для чего следует сделать распределение тока по вибратору более равномер- ным. Этого можно достичь, нагрузив конце некоторой емкостью, например энным проводом, проволочным диском (рис. 3.21). Распределение тока по вертикальной Z и горизонталь- ной b частям антенны показано на рис. 3.22. При небольшом значении 1/К и хорошо проводящей почве излу- чение горизонтальной части антенны почти полностью компенси- руется излучением ее зеркального изображения. Для определения величины Zд нагруженного вертикального виб- ратора заменим его эквивалентным вертикальным вибратором дли- ной 1д=1-[-Ьэ (рис. 3.23) так, чтобы распределение тока на участ- ках Z обоих вибраторов было одинаковым. Для этого входные со- противления в точке А действительного вибратора (см. рис. 3.22) Ха=—WTctgkb и в точке В эквивалентного вибратора Хв— =—VFeCtgftb», должны быть равны, т. е. ctgkb— WTctgfcfe3, где Wr и — соответственно волновое сопротивление горизон- тального и вертикального проводов; Ьэ — эквивалентное удлине- ние, определяемое из выражения clgkb3~Wrctg(kb)IWB. (3.39) Рис. 3 22 Рис. 3.23 llirTivw^
Здесь величины Wr и WB рассчитываются приближенно (см. §2.1). В стучае 1-образной антенны Ха=—Если раз- меры нагрузки малы (например, диск), то Ьэ можно найти из вы- ражения Хс= №Bctg kb31 где Хс — емкостное сопротивление на- грузки. Ток в эквивалентной антенне распределен по закону / (z) =/osin k (l3—z), (3.40) где la=l+b3. Величина 1Л определяется из равенства i /«/A = ^-Jsin*(Ja-2)rfz. о Интегрируя данное выражение, получаем /д= (cos kb3—cos kl3) /k sin kl3. (3.41) Если Z^0,2X, to определяют методом вектора Пойнтинга. Прн этом полагают, что ток по вибратору распределен по закону (3.40) и излучает только вертикальная часть вибратора. Если длина ненагр ужен кого вибратора примерно равна la на- груженного вибратора, то ДН и сопротивления излучения этих вибраторов примерно одинаковы. Таким образом, добавление го- ризонтального провода позволяет уменьшить длину вибратора, не ухудшая его направленных свойств и не изменяя величины Иногда применяют также нагруженные на концах симметричные вибраторы. Другим способом увеличения действующей высоты вибратор- ных антенн является включение в разрывы плеч вибратора нагру- зок, обычно реактивных. Роль нагрузок могут выполнять емкост- ные связи между торцами разрывов, катушки индуктивности, от- резки короткозамкнутых линий и т. д. Включение подобных нагру- зок позволяет изменить нужным образом распределение тока по вибратору н, как следствие, уменьшить размеры антенны, расши- рить диапазон рабочих частот, улучшить направленные свойства антенн. Реактивную составляющую входного сопротивления нагружен- ного вибратора можно рассчитать по формуле Хвх= U7Bctg &(/-{- +М- Если /-|-Ьэ<Х/4, то k(l+b3)<ii/2 и сопротивление Хвх ем- костное. Если /4-Ьэ>Х/4, то Л(/+&э) >л/2 и сопротивление Хвх— индуктивное. Длину волны ко, при которой Хвх=0, называют собственной. Оиа определяется из условия 2л (/+6э)/Хо=л/2. При h3=0 Хо= =4/. Обычно стремятся к тому, чтобы Хвх=0. При этом ток и напря- I жепие на входе вибратора оказываются в фазе и заданная мощ- 73
Ряс. 3 24 ность достигается при меньшем напряже- нии на зажимах. Кроме того, при чисто активном входном сопротивлении созда- ются оптимальные условия для работы генератора. Поэтому, если антенна рабо- тает не на волне Хо, для настройки антеи- иы в резонанс вблизи точек питання после- довательно с генератором включают реак- тивные элементы настройки. Если антен- на работает на волне ХР>Хо (^р— рабочая настройки в резонанс включают нндуктив- удлинения — рис. 3.24,а). Если Xp<fa, то для на- ТО для волны), (режим длина стройки*антенны в резонанс включают емкость (режим укороче- ння_рнс. 3.24,6). Таким же образом можно настраивать в резо- нанс симметричные вибраторы. Собственная длина волны антенны с горизонтальной частью зависит от отношения волновых сопротивлений горизонтальной и вертикальной частей антенны. Коэффициент направленного дей- ствия вертикального несимметричного вибратора в случае идеаль- но проводящей и бесконечно протяженной земли в 2 раза больше КНД соответствующего симметричного вибратора. Глава 4. ИЗЛУЧЕНИЕ АНТЕННЫХ РЕШЕТОК 4.1. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ Для получения высокой направленности излучения, часто требуе- мой на практике, можно использовать систему слабонаправленных антенн, таких как вибраторы, щели, открытые концы волноводов, и других, определенным образом расположенных в пространстве н /возбуждаемых токами с требуемым соотношением амплитуд и фаз. В этом случае общая направленность, особенно при большом числе излучателей, определяетси в основном габаритными размерами всей системы и в гораздо меньшей степени — индивидуальными на- правленными свойствами отдельных излучателей. К числу таких систем относят антенные решетки (АР). Обычно АР называется система идентичных излучающих элементов, одина- ково ориентированных в пространстве и расположенных по опре- деленному закону. В зависимости от расположения элементов раз- личают линейные, поверхностные и объемные решетки, средн кото- рых наиболее распространены прямолинейные и плоские АР Иногда излучающие элементы располагаются по дуге окружности или на криволинейных поверхностях, совпадающих с формой объ- екта, на котором расположена АР (конформная АР).
Простейшей является линейная АР3 в которой излучающие элементы располагаются вдоль прямой, назы- ваемой осью решетки, на равных рас- стояниях друг от друга (эквидистант- ная АР). Расстояние d между фазо- выми центрами излучателей называ- ют шагом решетки. Линейная АР по- мимо самостоятельного значения яв- ляется часто основой при анализе других типов АР. 4.2. ИЗЛУЧЕНИЕ ЛИНЕЙНОЙ АР Рассмотрим эквидистантную ли- нейную АР, элементы которой распо- ложены вдоль оси z (рис. 4.1). Пред- положим, что решетка состоит из не- четного числа излучателей JV=2A1-J-1, причем центральный элемент распо- Рис. 4.1 ложен в начале координат, а положение n-го элемента харак- теризуется координатой Zn—ad. Комплексную амплитуду тока в п-ы излучателе (п=—М, .... О, ..., М) обозна- чим /п=/пехр (1фп), где Гп — амплитуда; фп — фаза тока. Пред- положение, что число излучателей нечетно, введенное для упроще- ния анализа, не является принципиальным. Все полученные ниже соотношения остаются справедливыми при четном числе излуча- телей N—2M. Так же как при определении суммарного поля системы из двух излучателей (см. § 3.1), считаем, что все направления на точку на- блюдения Р, находящуюся в дальней зоне, параллельны между собой (размеры АР малы по сравнению с расстоянием до точки наблюдения). Поэтому угловое положение точки наблюдения в си- стеме координат, связанной с л-м элементом, характеризуется те- мн же углами (6, ср), что и для центрального элемента, находяще- гося в точке О, а разность расстояний (разность хода) от двух со- седних элементов до точки наблюдения kr=d cos 0 (угол 8 отсчи- тывается от осн АР, см. рис. 4.1). В общем случае излучающие элементы создают в точке наблю- дения поле, характеризуемое двумя компонентами £в и £ф. Пред- ставим компоненту Ев, созданную центральным элементом (п=0) в дальней зоне, в виде Ejc) = Ае Irli0> (9, <р) exp (— i kr)/r, где Ае — множитель, определяемый типом излучателя; ?в<°>(е, <р) — комплексная ДН излучающего элемента по соответствующей ком- 75
поненте поля. При определении поля, созданного n-м излучателем, необходимо учитывать ток в данном элементе и разность хода по сравнению с центральным элементом krn=nl±r, влияющую на фазу поля (см. § 3.1): £»"’ = A/J?” (6. у) ехр ( лЛДг) ехр (— i kr)/r. Суммарная компонента, созданная всеми элементами АР, ~ г м 1 Ев = A f е” 2 1* ехР (‘пАДг) ехР (— i kr)l'- (4.1) L —м J Для компоненты получим аналогично £/= 4,7*°’^ 2 /„exp(inW)jexp(—ifer)/r. (4.2) Из выражений (4.1) и (4.2) видно, что результирующая ДН для любой из компонент может быть представлена в виде (опуская индексы, соответствующие различным компонентам) 7(6, ?) =/о (6, ») | 2 /»ехр(1иЛДг)^=7оК> (4.3) где /о — комплексная ДН элемента, а множитель fc= 2 /„ехр (inMr) = fcexp(i<|>c) (4.4) n=—М носит название множителя системы (множителя решетки); фс— фазовая характеристика множителя системы; fc=[fc| —амплитуд- ный множитель системы. Рассмотрим смысл множителя системы ?с. Предположим, что элементы решетки нёнаправлены, т. е. fo=l- Тогда из (4.3) видно, что множитель системы характеризует ДН решетки из ненаправ- ленных элементов, возбуждаемых теми же токами 1п, что и эле- менты исследуемой АР. На основании (4.3) может быть сформу- лировано общее правило умножения диаграмм направленности'. ДН решетки представляет собой произведение ДН одного элемен- та данной системы на множитель системы. Правило умножения значительно облегчает анализ АР с самыми разными излучателя- ми, так как множитель системы не зависит от типа излучающих элементов и одинаков для любой компоненты поля. Обратим вни- мание на то, что для линейной АР множитель fc (4.4) зависит только от угла 6 и не зависит от угла <р. Поэтому зависимость ре- зультирующей ДН от угла ф повторяет зависимость от <р ДН одно- го элемента. О1|пд 76 >8
4.3. ЛИНЕЙНЫЕ АР С РАВНОАМПЛИТУДНЫМ ВОЗБУЖДЕНИЕМ И ЛИНЕЙНЫМ ИЗМЕНЕНИЕМ ФАЗЫ 4.3.1. ОБЩИЕ СООТНОШЕНИЯ Полагаем, что комплексная амплитуда тока в n-м излучателе 1п=1 ехр (—in-ф), (4.5) т. е. токи во всех элементах равны по амплитуде, а фаза тока в каждом из элементов отстает от фазы в предыдущем на величину ф (линейный, или прогрессивный, закон изменения фазы, рис. 4.2). Заметим, что вопрос практической реализации требуемого распре- деления токов достаточно сложен, в частности из-за эффекта вза- имной связи, неодинаковой для центрального и крайних элементов. При настоящем анализе полагается, что токи в элементах решетки известны с учетом эффекта взаимной связи и ДН одного элемента в решетке остается такой же, как в случае уединенного излучате- ля. В качестве элементов для простоты рассмотрим ненаправлен- ные излучатели, поэтому при расчете ДН достаточно ограничиться анализом множителя системы fc, который имеет вид (несуществен- ный постоянный множитель I опущен) _ м fc= S ехр Ji n(kd cos 6—ф)|. (4.6) п=—М Выражение под знаком суммы в (4.6) представляет геометриче- скую прогрессию из N членов, знаменатель которой р= = ехр [i(fedcos6—лр)], а первый член прогрессии, соответствующий п=—М, определяется как «| = ехр [—iM(fcdcos0—ф)]=р Л!. Ис- пользуя формулу для суммы геометрической прогрессии S= =a\(pN—1)/(р—1), получаем /с=р-" (pN—\) / (р—1) =р~м (pW/^^/a—pW2p-W/2)/(pI/2pI/2_ _р1/2д-1/2) Выиесем из числителя дроби р^2, а из знаменателя р|/2, полу- чим член р(лг-1)/2_р(2м+1-1)/2_рм Введем обобщенную угловую переменную u=N (kd cos О^ф) /2 (4.7) и преобразуем оставшуюся дробь с использованием формулы Эй- лера: J __ PN,Z— p~~N 12__exp(i и) — ехр( — I и)_sin и С р1,2~р~112 ~~ exp(iu/N) — exp(—iu/l\T) ~' sln(u//V) “ _ sInpV(fedcosfl —ф)/2] sin I (Mcgs 6—ф)/2] * 77
Амплитуда Рис. 4.2 Выражение (4.8) получилось чисто вещественным. Это значит, что фазовая диаграмма направ- ленности АР не зависит от угло- вых координат и лишь меняется скачком на л при переходе через нуль выражения (4.8). Таким об- разом, линейная АР с распределе- нием токов (4.5) независимо от величины ф излучает волну со сфе- рическим фронтом и ее фазовый центр совпадает с серединой АР. Выражение для нормированной амплитудной ДН (нормированный амплитудный множитель системы) имеет вид Д(6) = | 1 sin 1A {kA cos 6 — ф) /2j I g, fc(firfl) sin l(Wcos e —ф)/2] I’ где /с(6гл)—значение функции fc в направлении главного макси- мума 6—0гл- Знак модуля в дальнейшем для упрощения записи будем опускать. Обратим внимание, что выражение 6dcos0—ф в аргументе числителя и знаменателя (4.9) характеризует сдвиг фаз между полями двух соседних элементов в дальней зоне. В зависи- мости от фазового сдвига ф изменяется положение максимума из- лучения. Соответственно различают режимы нормального, наклон- ного и осевого излучений. 4.3.2. РЕЖИМ НОРМАЛЬНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ (ф=0) При ф=0 все элементы решетки возбуждаются сиифазно. Глав- ный максимум излучения ориентирован по нормали (0Гл=9О°) к оси решетки, так как в этом направлении разность хода равна ну- лю и поля складываются синфазно. Это режим нормального излу- чения. Диаграмма направленности описывается функцией - __ sinl(AfaicosB)/2] ,4 10 /с sin [(Adcos 6}/2) ' ' ' В направлении 0Гл=9О° выражение (4.10) представляет собой неопределенность вида 0/0, при раскрытии которой по правилу Лопиталя получаем /С(0ГЛ)=^ (4.11> Соответственно нормированная ДН Р ___ sin ((Afedcos 6)/2j__sinu c Asin f(Adcos8)/2j Asin(u/A) где u—(Nkd cos 6)/2.
Рис. 4.3 Элементарное рассмотрение основных свойств линейной АР мо- жет быть осуществлено, не прибегая к анализу выражения (4.12). Каждое слагаемое в (4.4), пропорциональное полю излучения со- ответствующего элемента, будем изображать как вектор на фазо- вой (комплексной) плоскости. На рис. 4.3 последовательно пред- ставлены векторные диаграммы для нескольких точек наблюдения. Следует подчеркнуть, что рассматриваемые векторные диаграммы отражают фазоаые соотношения между полями отдельных элемен- тов и совершенно не связаны с расположением векторов в про- странстве. В точке А (6=90°, разность хода Дг=0) все векторы синфазны между собой, в результате суммарное поле имеет максимальное значение. Таким образом, в направлении нормали к оси АР фор- мируется максимум ДН. В точке В синфазность сложения нару- шается, причем векторы, соответствующие элементам с положи- тельными индексами, опережают, а с отрицательными — запазды- вают по отношению к вектору с индексом п=0 на величину nk&r= =nkd cosB. Для суммирования векторов в точке В можно совме- стить начало каждого вектора с концом предыдущего и получеи- 79
иую ломаную замкнуть результи- рующим вектором (рис.4.3),кото- рый, естественно, будет меньше, чем в точке А. При дальнейшем уменьшении угла 0 «веер» векто- ров раскрывается все больше, со- ответственно результирующий век- х тор становится все меньше, пока Рис 44 в точке С, угловое положение ко- торой обозначим 0=0оь он не обратится в нуль. Как видно, фазовый сдвиг между отдельными векторами, равный ftdcosdoi. составляет в этой точке 2 л/Д', отсюда cos 0^=1/Nd. (4.13) Заметим, что условие (4.13) может быть выполнено, если Nd^k. В противном случае в ДН отсутствуют направления с нуле- вым излучением. Чем больше произведение Nd (длиннее решет- ка), тем уже основной лепесток ДН. При 0<0oi начинается об- ласть формирования боковых лепестков. Максимум первого боко- вого лепестка получается в точке D. Следует отметить, что в обла- сти бокового излучения векторы, соответствующие средним эле- ментам, компенсируют друг друга (рис. 4.3) и суммарный вектор определяется только вкладом элементов, расположенных вблизи краев АР. Поэтому интенсивность боковых лепестков в принципе можно уменьшить, выбрав закон распределения токов, спадающий к краям решетки. В точке Е суммарный вектор опять обращается в нуль. При дальнейшем уменьшении угла 0 продолжается процесс формирова- ния дальних боковых лепестков. Одиако при сравнительно боль- шом d возможен случай, когда фазовый сдвиг между соседними векторами достигает значения 2л, т. е. все векторы опять оказыва- ются расположенными параллельно друг другу и их сумма дает дополнительный главный максимум. Это может иметь место при угле О=0Вттах, определяемом соотношением kd COS 0вттах=2л, 0вттах==ИГССО5 (?«/t/)- (4-14) Из (4.14) видно, что для исключения дополнительных (вторич- ных) главных максимумов в ДН синфазной решетки из изотроп- ных элементов необходимо выбирать d<k. (4.15) В точках В', С', D', Е' векторные диаграммы имеют аналогичный вид, изменяется только знак фазового сдвига между полями сосед- них элементов. Для построения ДН необходимо в радиальных на- правлениях, соответствующих рассмотренным точкам, отложить отрезки, пропорциональные результирующим векторам в каждой точке. Характерный вид подобной диаграммы (в плоскости, про- 80 ««43
ходящей через ось решетки) приведен на рис. 4.3. При построении ДН учтена симметрия системы относительно оси решетки и отно- сительно плоскости, перпендикулярной оси. Соответствующая про- странственная ДН изображена иа рис. 4.4. Перейдем к более детальному анализу ДН, описываемой выра- жением (4.12). Направления, в которых излучение отсутствует, определяются из условия Mfedcos0om/2=±Hin, где т=1, 2, ...,. причем знак плюс соответствует углам 0<0гл» а знак минус — уг- лам 0>0ГЛ. Соответстаенно получим cos 0.om=±mX/Afa (4-16) При т=\ (4.16) совпадает с полученным ранее (4.13). Если Nd^>K (реально при Nd^Sk), то из (4.16), используя формулу coscc=sin (л/2—«)-<=л/2—а для углов а, близких к л/2, получаем 0С1«(л/2—Х/Md). В результате симметрии диаграммы относитель- но нормали к оси решетки ширина основного лепестка ДН по уровню нулевого излучения Д0о=2(еГл—0о1)^2ММ^115°1/М*. (4.17) Ширину ДН по половинной мощности можно определить по приближенной формуле A0o.5^O,89W^51 °UNd. (4.18) Направления максимумов боковых лепестков приближенно можно найти из условия максимума числителя (4.12), так как зна- менатель этого выражения, особенно при большом Nd, меняется значительно медленнее числителя. Отсюда, приравнивая аргумент числителя к значению ± (2/n4'l)Jl/2, получаем cos07rtaxm=±(2/n+l)X/2Ard, m=l, 2, ... (4.19) Подставляя значение Q=Gmaxm из (4.19) в (4.12), получаем от- носительный УБЛ ^=i/^sinp?L±!)^|;. (420) Величина максимальна для т=1, с ростом т интенсивность- боковых лепестков сначала убывает, затем возрастает. Минималь- ное значение имеет место при аргументе синуса в (4.20), рав- ном ±л/2. Углоаое положение этих лепестков можно определить, приравняв аргумент синуса в знаменателе (4.12) к л/2, откуда по- лучим cos 0=±X/2d. Ясно, что для исключения возрастания уровня боковых лепестков необходимо выполнение условия d^k/2. (4.21) Условие (4.21) предъявляет более жесткие требования к шагу- решетки, чем (4.15), при котором отсутствуют дополнительные главные максимумы. 6-6464 81
При большом значении N (ЛГ>10) можно получить для первых €оковых лепестков приближенную формулу gm=2/[n(2m-f-l)]. (4.22) Из (4.22) имеем, что при т=1 (первый боковой лепесток) £1= =0,21 (—13,2 дБ) и ие зависит от 4.3.3. РЕЖИМ НАКЛОННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ (0<ф<Ы) В этом режиме максимум излучения отклоняется от нормали к оси решетки, причем иа такой угол, при котором разность фаз за счет разности хода для отдельных элементов компенсируется сдвигом фаз из-за несинфазности возбуждения. Рассмотрим, на- пример, два соседних элемента с п=0 и 1 (см. рис. 4.1). Разность фаз за счет разности хода для поля элемента с п=1 по отношению к полю центрального элемента составляет -J-AidcosB, а за счет возбуждения фаза его поля отстает иа —ф. Компенсация наступа- ет, когда kd cos 0—ф=0, отсюда COS Qrn=ty/kd. ^!--D $*kd Рис. 4.5 (4.23) Из (4.23) видно, что при возрас- тании ф от нуля до kd направление максимума излучения отклоняется от нормали и приближается к оси решетки, т. е. поворачивается в ту же сторону, в которую происходит отставание фазы возбуждения эле- ментов решетки (рис. 4.5). Эффект перемещения направления макси- мального излучения при изменении фазового сдвига ф широко приме- няется в сканирующих антенных решетках (см. гл. 10) Выражение для ДН в плоско- сти, проходящей через ось решет- ки, имеет вид (4.9), причем /С(0ГЛ) = =N, как и в случае синфазного возбуждения. Направления нулей излучения определяются из усло- вия равенства нулю числителя (4.9), т. е. N(kd cos 0Om— ф) /2= = ±тл, откуда cosGom=,ty/kd±mk/Nd. (4.24) Ближайшим к главному макси- муму направлениям нулевого излу- «2
ченпя соответствуют углы 0oi h0o(-d (см. рис. 4.5), причем 00! = arccos (cos 0гл+Х/ЛМ); 0O(-1)=arccos (cos Огл—1/Nd). В отличие от режима нормального излучения нули расположе- ны несимметрично относительно 0ГЛ. Ширина ДН по уровню нуле- вого излучения может быть определена как разность углов 0о(-п к 001, т. е. Д0о=0О(-1)—001- При малых отклонениях максимума ДН от нормали и Nd^>l степень несимметрии невелика и величина А0О может быть рассчи- тана по приближенной формуле А0О« 21/Nd sin 0ГЛ « 1 15°K/Nd sin 0ГЛ. (4.25) Ширина ДН по половинной мощности при малых отклонениях A0o,s^O,89X/Md sin 0гл«к51о1ДО* sin 0ГЛ. (4-26) Из (4.25) и (4.26) видно, что по мере увеличения отклонения ДН от нормали основной лепесток расширяется в 1 /sin 0ГЛ раз ш> сравнению со случаем синфазного возбуждения. Направления максимумов боковых лепестков могут быть най- дены из приближенного соотношения cos Br>laxm=^/kd± (2m-|-1) /2Nd. (4.27) Относительный УБЛ определяется выражением (4.20), т. е. так же, как в режиме нормального излучения. Найдем условия, при которых отсутствуют дополнительные главные максимумы в ре- жиме наклонного излучения. Как отмечалось в § 4.3.2, указанные максимумы возникают в случае, если фазовый сдвиг между поля- ми двух соседних элементов достигает 2л. В рассматриваемом слу- чае это возможно в таких направлениях 0=0Вттах, когда kd cos Овттпох—лр=±2л, причем знак плюс соответствует появленик> вторичного главного максимума в области 0<0ГЛ, а минус — в об- ласти 0>0гл- Обозначим тогда COS бвт tnax=?±№- (4.28) Чтобы избежать появления вторичных главных максимумов, не- обходимо, чтобы правая часть превышала (по модулю) единицу. Минимальное значение правой части (4.28) соответствует знаку минус, поэтому необходимо выполнение условия (у—X/d)<—1 Отсюда получаем требование к шагу решетки d<X/(l+y). (4.29) Учитывая, что в режиме наклонного излучения y=^tylkd=cos 0ГЛ, формулу (4.29) удобнее использоаать в виде dCX/m-cosfi™). (4.30) Если помимо отсутствия дополнительных главных максимумов к^Необходимо, чтобы уровень боковых лепестков убывал при удале- К 6* 8S
эдии от главного лепестка, к шагу решетки предъявляется более жесткое требование d^/2( 1+cos 0ГЛ). (4.31) Результаты расчета ДН линейной АР из семи изотропных элемен- тов с шагом d=0,5X, возбужденных с фазовым сдвигом ф=0 н •ty=kd cos 60°=90° приведены на рис. 4.6. Отметим, что при приближении ф к kd главные лепестки слева -и справа от оси решетки слиааются и суммарный главный лепесток ДН приобретает «двугорбый» характер (см. рис. 4.5). Это проис- ходит тем быстрее, чем меньше Nd, т. е чем шире главные лепе- стки. 4.3.4. РЕЖИМ ОСЕВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ (^kd) При ip=kd синфазное сложение полей отдельных элементов осуществляется, как это следует из (4.23), в направлении оси ре- шетки, т. е. 0ГЛ—0. Это режим осевого излучения. Диаграмма на- правленности в плоскости, проходящей через ось решетки, приоб- ретает вид, изображенный на рис. 4.5. При -ty>kd из (4.23) полу- чаем cos6r.n>l- Это означает, что ни в каком направлении поля ие складываются синфазно. Однако при ф, близких к kd, главный максимум излучения по-прежнему направлен вдоль оси решетки (0гл=О), поскольку здесь фазовый сдвиг между полями элементов решетки минимален; во всех других направлениях он больше. С увеличением ф по сравнению с kd угол между векторами на фазовой плоскости в направлении 0=0, равный kd—ф, приближа- ется к —2л/N, при котором излучение вдоль оси исчезает. Это про- исходит при ф=фкр. г^гГ,; «4 * d>4|
Покажем, что возрастание ф в интервале Ы<ф<фкр сопровож- дается (при одинаковом Nd) сужением основного лепестка ДН и возрастанием уровня боковых лепестков. В режиме осевого излу- чения ДН может быть рассчитана по общей формуле (4.9), при- чем в направлении главного максимума = —+)]/sin[4-(fed — Ф)]- (4-32> Из (4.32) видно, что при ф=Ы, как и ранее, величина Д.(0ГЛ) = =N. Если ty>kd, то /с(0гл)<ЛГ. Форма ДН симметрична относи- тельно направления 0гл=О (см. рис. 4.5). Положения нулей ДН определяются соотношением (4.24), в котором следует использо- вать только знак минус, поскольку все нули расположены при •6>0Гл- Для первого нуля cos 0O(-i)=ip/Ad—h/Nd. (4.33) Для длинных решеток в пределах главного лепестка можно считать cos 0^1—02/2. Тогда с учетом симметрии ДН относитель- но направления максимума излучения ДО. = 2е.(_Ж1 = 2/2 /л/да-4>/И+1. (4.34) При ф=Ы ДО. = 2/2 /I//W 162° VxiNd. (4.35) При ф>Ы основной лепесток ДН сужается (при одном и том же Nd), причем тем сильнее, чем больше ф. Это продолжается до зна- чения фкр=М4~2л:/М когда, как видно из (4.34), Д0о=О и излуче- ние вперед пропадает. Положение максимумов боковых лепестков определяется та- кой же формулой (4.27), как и в режиме наклонного излучения. Однако относительный уровень их т | fc(fir«) sin[(2m + l)n/2/V] | возрастает, поскольку с увеличением ф падает величина Д(Огл), определяемая (4.32). Указанные факторы — сужение главного лепестка и увеличение УБЛ — по-разному влияют на КНД. Вначале по мере роста ф пре- обладает фактор сужения главного лепестка, вследствие чего КНД возрастает, достигая максимума в оптимальном режиме (ф=фсрГ). Затем КНД падает из-за возрастания боковых лепестков. Подроб- нее этот вопрос рассматривается в § 4.7. В оптимальном режиме при Nd^>t Д0„^ Il8°\/T/Nd; (4.36) В оптимальном режиме максимум первого бокового лепестка Ь=0,33(—10 дБ). (4.37) 85
Отсутствие дополнительного главного максимума в режиме осе- вого излучения обеспечивается выполнением для шага решетки ус- ловия (4.29) при подстановке соответствующего значения ф. Убы- вающий закон изменения УБЛ обеспечивается при шаге решетки, в 2 раза меньшем, т. е. при d<X/2(l|y). (4.38) На рис. 4.7 изображены ДН линейной АР из четырнадцати изо- тропных элементов, расположенных с шагом d=0,25X при ф=М и ф=фор/. Если возбуждение отдельных элементов АР осуществляется бе- гущей волной (например, с помощью линии питания), распростра- няющейся вдоль оси решетки с фазовой скоростью v, то фазовый сдвиг между двумя срседними элементами где $=kc/v, с — скорость света. Величину с/и, численно совпадающую с коэффи- циентом у=ф/М называют коэффициентом замедления. Подобные АР носят название антенн бегущей волны (АБВ). Все формулы для АР, полученные выше, справедливы для АБВ, если в них осу- ществить подстановку ^—kdclv. В частности, ДН f‘(6)=lab-sinl^(cos °" f) ] Isin [-T- (cos 6 - f)F (4.39) причем fc(Qrn)=N при 0^с/и<1, при c/v^l /С(8ГЛ) определяется (4.32). Режиму нормального излучения соответствует АБВ с бес- конечной фазовой скоростью (y=cfv=0), режиму наклонного из- лучения— АБВ с быстрой волной (y—c/v<l). Главный лепесток 86 И! 43
антенны с быстрой волной накло- нен в сторону движения возбуж- дающей волны. В режиме осевого излучения АБВ должна возбуж- даться медленной волной (у= =c/v^l). Все полученные в этой главе со- отношения справедливы для АР из абсолютно ненаправленных эле- ментов. При построении конкрет- ных АР необходимо использовать элементы, максимум излучения ко- торых совпадает с 0ГЛ. На рис. 4.8 показаны варианты расположения вибраторных излучателей в АР с нормальным и осевым излучения- ми. Направленные свойства эле- ментов следует учитывать, умножая .их ДН на функцию Fc- ф ф АР с нормальным излучением АР с особым излучением Рис. 4.8 4.4. ВЛИЯНИЕ НЕРАВНОМЕРНОСТИ АМПЛИТУДНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ НА ДН ЛИНЕЙНОЙ АР Выше рассматривались решетки с равноамплитудным возбуж- дением элементов, уровень бокового излучения которых в режиме нормального излучения довольно велик (—13,2 дБ). При этом бы- Рис. 4.9 ло установлено (см. п. 4.3.2), что в на- правлении боковых лепестков основной вклад в результирующие поле дают крайние элементы решетки. Следова- тельно, интенсивность боковых лепест- ков в принципе можно уменьшать, вы- бирая закон распределения токов, спа- дающий к краям АР. С другой стороны, подобное распределение токов приводит к расширению основного лепестка ДН по сравнению с равноамплитудной ре- шеткой такой же длины. Это легко по- казать с помощью векторных диаграмм и а фазовой плоскости. Рассмотрим сиифазиый режим, когда поля всех элементов складываются сии- фазио в направлении нормали к оси решетки независимо от амплитудного распределения, т. е. 0ГЛ=9О°. В на- правлении первого нуля (0=0oi) век- 87
торная диаграмма для синфазной равноамплитудной решет- ки имеет вид, изображенный на рис. 4.9,а. Поскольку длины векторов пропорциональны токам в соответствую- щих элементах, то при убывании амплитуды токов к краям АР векторная диаграмма для угла 0—0М отличается только длиной векторов, причем угол между двумя соседними векторами по- прежнему равен Ы cos 001 (рис. 4.9,6). Легко видеть, что суммар- ное поле теперь уже не равно нулю. Для достижения нуля векто- ры должны развернуться на несколько больший угол Adcos0'Oi> >kd cos 6oi, что приводит к условию 0'oi<0oi- Таким образом, спа- дающее амплитудное распределение приводит к увеличению шири- ны основного лепестка ДН Д0О=2(0ГЛ—0'oi) Рассмотрим подробнее свойства АР из изотропных элементов с амплитудным распределением «косинусоидального» типа, широ- ко применяемым на практике: /„ = /cos(^j-)exp(—iz^). (4.40) Сначала проанализируем синфазный режим (-ф=0). Исполь- зуя формулу Эйлера, представляем (4.40) в виде /„ = -у- exp [— i wz/(W — 1)] 4-exp |i wi/(N — 1)]. (4.41) Первое слагаемое в (4.41) соответствует равноамплитудному распределению с линейным запаздыванием фазы от элемента к элементу иа величину л/(N—1). Второе слагаемое отличается от первого только знаком фазы. Для расчета ДН можно использо- вать формулу (4.8). В результате f 8|п[т(Мс°5б~^)] | sin[v(Mc°se+^r)] sin[^-(иcose--" J] ,1п{Д-(Мсо,е + _Л_)| (4.42) При большом числе элементов N—Обозначая и= =Nkd cos 6/2 и нормируя функцию (4.42) к ее значению при 0= =0ГЛ=О, получаем fc = JL Г Sin (к —П/2) j 51п(и+я/2) 1 4^ 4 Г sln (““ ”72) ] N s,n (“ + n/2)] J Направления нулей излучения, положения и уровень бокоаых лепестков могут быть определены путем анализа функции (4.43) по методу, приведенному в п. 4.3.2. При Nd ^>7. ширина основного лепестка ДН A0o^l72°Wd; Д0о,5^6ГХ/Ж (4.44) 88
Относительный уровень первого бокового лепестка £1=0,066, или —23 дБ (вместо —13,2 дБ в случае равноамплитудного рас- пределения) . Для дальнейшего уменьшения боковых лепестков необходимо использовать распределения токов, более резко спадающие к кра- ям решетки, иапример, по закону «косинус в квадрате». Однако при этом сильнее расширяется основной лепесток ДН. Отметим, что противоположный случай — возрастание амплитуды токов к краям решетки — приводит к резкому росту боковых лепестков и на практике обычно не используется. Характерные значения пара- метров ДН синфазных решеток с неравномерным амплитудным распределением (при d^X/2) можно получить с использованием данных для линейных непрерывных излучателей, длина которых L^sNd (см. табл. 4.1). Если элементы неравноамплитудных решеток из изотропных элементов возбуждаются с линейным фазовым сдвигом ф, то из- менения, происходящие при этом с ДН, подобны рассмотренным выше. В частности, если 0<jty<.kd, то максимум излучения пово рачивается в сторону запаздывания фазы, причем cos Огл=ф/ЛЛ. При наступает режим осевого излучения (0ГЛ=О). Шаг ре- шеток при любом амплитудном распределении выбирается, как и для равноамплитудных АР, из условий (4.29) или (4.38). 4.5. ВЛИЯНИЕ ФАЗОВЫХ ИСКАЖЕНИЙ НА ДН ЛИНЕЙНОЙ РЕШЕТКИ Выше предполагалось, что токи, возбуждающие элементы АР, синфазны либо распределение фазы имеет линейный характер. Именно такие фазовые распределения обычно используются на практике. Однако из-за неточностей изготовления решетки или из- за других факторов фазовое распределение может оказаться от- личным от требуемого. Это отличие (фазовые ошибки) может но- сить систематический или случайный характер. В данном пункте рассмотрим влияние систематических ошибок. Влияние случайных фазовых ошибок на ДН антенн приведено в п. 9.2.4. Ограничимся случаем, когда фазовые ошибки пропорциональны первой, второй или третьей степени номера излучателя в решетке: ехр [i$maxi2n/(N—1)] (линейные ошибки), ехр {11рт<гж212п/(АГ—• I —О]2} (квадратичные ошибки), ехр {фтОх3 [2л/(JV—1)]3} (кубиче- ские ошибки). Здесь фпшхь 1Г»ппх2. $тохз—максимальная величина фазовых ошибок на краю решетки по сравнению с центральным элементом. При линейном исходном распределении фазы и линейных фазо- вых ошибках результирующее фазовое распределение примет вид I ехр [—1л(ф—Дф)]> (4.45) 89 1
Рис. 4.11 Рис. 4.10 где &ty=2tymaxi/(N—1) = Из (4.45) видно, что наличие фазовых ошибок не меняет линейного характера фазового распределения, а лишь изменяет результирующий сдвиг фаз между токами в со- седних излучателях. При этом остаются справедливыми все фор- мулы, полученные ранее для линейного фазового распределения, если в иих вместо ф подставить (ф—|Дф). В частности, новое на- правление максимума излучения 0'гл, определяемое из соотношения cos 0'гл= (ф—Дф) fad, сместится на некоторый угол Л0, зависящий от знака фазовой ошибки. Величина Д0 не зависит от вида амплитудного распреде- ления. При квадратичных и кубических фазовых ошибках аналитиче- ские формулы для ДН становятся весьма громоздкими и здесь ие приводятся. Элементарная трактовка происходящих при этом про- цессов может быть дана следующим образом. Пусть исходные токи являются синфазными (ф=0). В первом приближении заменим квадратичное распределение фазы двумя линейными (рис. 4.10). Тогда каждую половину антенны можно рассматривать как решет- ку с линейным фазовым распределением, ДН которой отклоняется в сторону запаздывания фазы. Суммарная ДН будет соответствен- но расширяться, причем независимо от знака фтях2- При больших фтпахз появляется провал в середине основного лепестка. Точный анализ показывает, что помимо расширения основного лепестка ДН при квадратичных фазовых ошибках происходит увеличение УБЛ и исчезновение («заплывание») нулей ДН. Кубические фазовые искажения в первом приближении можно аппроксимировать ломаной линией, каждый из отрезков которой соответствует линейному распределению фазы (рис. 4.11). На рис. 4.11 изображены также ДН каждой из частей решетки с ли- нейным фазовым распределением (с учетом размеров каждой из^ частей). Суммарная ДН поворачивается. Кроме того, увеличива- ется боковое излучение со стороны, в которую поворачивается ма- 90 j
ксимум излучения. Результаты точного расчета ДН при квадра- тичных и кубических фазовых ошибках представлены на рис. 4.12 и 4.13 соответственно для решетки из семи изотропных излучате- лей (d=0,5X) с равно амплитудным распределением. Степень иска- жений ДН, вызываемых фазовыми ошибками, снижается при ам- плитудном распределении, спадающем к краям решетки. При произвольном законе амплитудно-фазового распределения получение аналитических выражений, описывающих ДН, становит- ся весьма сложной задачей. В этом случае для расчета ДН ока- зывается более целесообразным непосредственное суммирование полей от каждого элемента по формуле (4.4) с применением ЭВМ. 91
4.6. ВХОДНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ ИЗЛУЧАЮЩЕГО ЭЛЕМЕНТА АР. МОЩНОСТЬ, ИЗЛУЧАЕМАЯ АР Знание входного сопротивления излучающего элемента в АР необходимо при проектировании системы питания, обеспечиваю- щей требуемое амплитудно-фазовое распределение. Входное сопро- тивление каждого излучающего элемента (Zsxn) определяется не только его собственной конструкцией, ио и взаимным влиянием соседних элементов, которое, в свою очередь, зависит от ампли- тудно-фазового распределения возбуждающих токов и положения элемента в АР. Для расчета ZBXn может быть использована фор мула, аналогичная (3.19): м ^вхп = ^вхп + ^вхп = ^лп+ У (4.46) т=—М где Znn — собственное входное сопротивление л-го излучателя; Z-mn — наведенное сопротивление, отнесенное к току на входе л-го излучателя; штрих при знаке суммы в (4.46) означает исключение члена с m=n. Отметим, что значение собственного входного сопро- тивления л-го излучателя в составе решетки при строгом расчете должно определяться с учетом влияния всех остальных излучате- лей в режиме, когда ток на входе этих элементов равен нулю, т. е. в режиме холостого хода. При использовании приближенных мето- дов обычно полагают, что влияние разомкнутых элементов мало, и их вообще исключают из расчета, т. е. считают Znn равным вход- ному сопротивлению уединенного излучателя. Соответственно в ка- честве Zmn используют значение наведенного сопротивления без учета всех остальных элементов. Для вибраторных излучателей методы расчета ZBxn изложены в § 3.2 и 3.4. Расчет входного сопротивления излучателей других типов встречает значительные сложности, поэтому часто исполь- зуют экспериментальные данные. Полная мощность излучения АР может быть найдена как сум- ма мощностей, излучаемых каждым излучателем: м м l\ = S 2 Ц'ЪпР. (4.47) в— М п— —М 4.7. КОЭФФИЦИЕНТ НАПРАВЛЕННОГО ДЕЙСТВИЯ ЛИНЕЙНЫХ АР Коэффициент направленного действия линейных АР, как и лю- бой антенны, может быть вычислен по формуле (El 1). Для точ- ного расчета необходимо знать ДН с учетом направленных саойств 92 >8 *Л'ЧП
одного элемента. Однако в случае достаточно длинных антенн ДН решетки в основном определяется множителем системы. Рассмот- рим решетку с произвольным амплитудным распределением токов, по закону /п=/пехр (—in-ф) (/п>0). Для расчета КНД в направ- лении 0=Вгл справедлива формула (см. приложение 3) М К—1 М—п , О = £ // + 2 Ln=—М п=1 Хт=—М (4_48> Рассмотрим синфазный равноамплитудный режим [ф—0, 1п=1, fc(0wi)=A7J. Результаты расчета по формуле (4.48) показывают, что практически при любом фиксированном числе излучающих элементов N максимум КНД наблюдается при d^0,9?,. При даль- нейшем увеличении расстояния между элементами КНД падает в связи с появлением (при d/k—1) дополнительных главных макси- мумов. Однако если задана длина решетки L=(N—l)d (для длинных антенн L^Nd), то для получения максимума КНД целе- сообразно выбирать rf/X=0,5. При таком значении шага уровень боковых лепестков убывает при удалении от направления макси- мума излучения (см. п. 4.3.2), кроме того, при дальнейшем умень- шении d КНД остается практически неизменным. При cf/X=0,5,_ учитывая, что kd=n, sin nkd=0, из (4.48) получаем D=D0=N. (4.49) Этот же результат можно объяснить тем, что для изотропных элементов при d=h/2 активная часть взаимных сопротивлений об- ращается в нуль (см. [2]), поэтому при фиксированном значении Рх мощность делится поровну между всеми элементами. При этом ток в каждом элементе в 1/ l/Af раз меньше, чем ток в одном эле- менте, излучающем ту же мощность Pz. Суммарное поле в на- правлении максимума будет превышать поле одного элемента в раз, соответственно КНД решетки возрастет в N раз Для длинных решеток N^Lfd, поэтому Po^2LA. (4.50) Перейдем к режиму осевого излучения, когда ty=kd. При dj}.=^ =0,25 (sin2nferf=0), что соответствует согласно (4.38) убываю- щему закону изменения УБЛ, КНД, как и в предыдущем случае, равен N. Однако теперь шаг решетки в 2 раза меньше, так что D=N^LId=4LI%- (4.51) 1 Отметим, что при фиксированном числе излучателей N формула i4.49) приближенно справедлива и при больших значениях ДД, когда можно лрснеб- ,^=речь эффектом взаимного влияния. 93-
Таким образом, при одной и той же длине антенны L в режиме •осевого излучения при ty=kd значение КНД можно получить в 2 •раза большее, чем в режиме нормального излучения. Анализ формулы (4.48) показывает, что при ф>Ы наблюдает- ся сначала дальнейший рост КНД, затем его резкое снижение. Сказанное справедливо при шаге решетки, удовлетворяющем усло- вию (4.38), практически при d/X=0,25. В оптимальном режиме, соответствующем максимуму КНД, при Nd^>"k (ф/^)ор/= 1+2,94/^d; (4.52) Р=1,82ДГ^1 (4.53) Физические причины подобной зависимости КНД от величины ф обсуждались в п. 4.3.4. Здесь только отметим, что формулу (4.52) часто упрощают, полагая 2,94с.л, тогда для длинных антенн (ф/Ы) opt^l+X/2A^l-H/2L. (4.54) При этом фазовый сдвиг между полями двух соседних элементов в направлении 0ГЛ=О составляет —л/ЛГ; соответственно поля край- них элементов отличаются друг от друга по фазе на л. Для АБВ оптимальный коэффициент замедления определяется соотношени- -ем, аналогичным (4.54), т. е. (clv)opt=yoPt^\-\-WL. (4.55) Общий вид поведения КНД равноамплитудном АР в зависимо- сти от у—ф/Ы при d=0,25X, представлен графиком иа рис. 4.14. Обратим внимание иа практически постоянное значение КНД иа начальном участке графика, т. е. в режиме наклонного излучения. Это объясняется тем, что расширение главного лепестка при его -отклонении от нормали компенсируется уменьшением телесного уг- ла, занимаемого этим лепестком, поскольку он приобретает в про- •странстве воронкообразную форму (см. рис. 4.5). Перейден теперь к амплитудным распределениям, спадающим •к краям решетки. В синфазном режиме (ф=0) при d=0,5X из (4.48) получим D=(S/„y/2 4*. «56) Из сравнения с (4.49) имеем О/Д> = ( 2 /М 2 /,.*)<!. (4.57) \я=—.М } I \п=—М ) Отношение (4.57) может быть названо коэффициентом использова- ния линейной АР (v), который учитывает снижение КНД при спа- "94
дающем амплитудном распределе- нии по сравнению с синфазным равноамплитудным возбуждением. При известном коэффициенте v D==vD0=v(2L!K). (4.58) В частном случае при косинусои- дальном амплитудном распределе- нии в синфазном режиме (ф=0) для длинных антеии v=0,81. Для этого амплитудного распределения зависимость КНД от величины у= =^/kd, справедливая при шаге d> определяемом (4.38), приведена иа рис. 4.14 (штриховая линия). Как видно, при конусоидаль- иом амплитудном распределении также существует оптимальный режим, причем значение оптимального замедления больше, чем- при равноамплитудиом возбуждении. Больше оказывается и зна- чение КНД в оптимальном режиме прн косинусоидальном распре- делении. Объясняется это тем, что, как и в равноамплитудных ре- шетках, по мере роста ф прн ф>Ы одновременно происходят два процесса — сужение главного лепестка и возрастание относитель- ного уровня боковых лепестков. Однако из-за спадания амплитуды токов к краям решетки фактор сужения главного лепестка при возрастании у дольше оказывает преобладающее действие. Для других амплитудных распределений, более резко спадающих к кра- ям, например, по закону /n=/cos2 [лп/ (.V— 1)], эффект возраста- ния КНД в оптимальном режиме проявляется еще сильнее. Таким образом, можно сделать следующие выводы. Линейные решетки с равноамплитудным возбуждением имеют максимальное значение КНД по сравнению с другими типами распределений в режиме нормального излучения. В режиме осевого излучения боль- ший КНД имеют решетки с неравномерным амплитудным распре- делением, спадающим к краям. Однако использование последнего* преимущества связано с определенными трудностями, обусловлен- ными ростом «реактивности» антенны (см. п. 5.6.2). В заключение отметим, что как квадратичные, так и кубические- фазовые ошибки приводят к снижению КНД. Степень снижения КНД зависит от значения ошибки, а также от типа амплитудного- распределения. Если амплитудное распределение спадает к краям решетки, то влияние фазовых ошибок уменьшается, так как сни- жается вклад в результирующее поле от наиболее расфазирован- иых крайних элементов.
(4.59) 4.8. ПОНЯТИЕ О НЕПРЕРЫВНОМ ЛИНЕЙНОМ ИЗЛУЧАТЕЛЕ Непрерывный линейный излучатель можно рассматривать как предельный случай линейной АР (см. рис. 4.1), если число эле- ментов стремится к бесконечности, а шаг решетки d—к нулю. Тео- рия непрерывных линейных излучателей широко используется как для расчета конкретных антенн (например, провода с током), так и для анализа более сложных систем, например излучающих по- верхностей (см. гл. 5). Расчет множителя системы непрерывного линейного излучателя длиной L может быть осуществлен по формуле (4.4), если в ней суммирование заменить интегрированием по длине излучателя: L/2 fc = j* 1 (?) exp (i kz cos 6) dz, —£'2 где 7(z)=/(z) exp [1ф(г)] —функция, описывающая амплитудно- фазовое распределение; /(z)=|/(z)|; zcosO— разность хода для элемента, характеризуемого координатой z, по сравнению с цен- тральным элементом. Однако значительно проще использовать по- лученные ранее выражения для fc линейных АР, полагая в них N-^oo, d->-0, но так, что Nd=const—L. Для синфазного равноам- плитудного распределения [I(z)=I, ф(г)=0] формула (4.12) при- мет для непрерывного линейного излучателя следующий вид: Fc=sin и/и, (4.60) где u=kL cos 6/2. При получении (4.60) учтено, что в знаменателе (4.12) из-за малости аргумента (d-»-0) можно положить sinx^x. Для оценки Д8о, Д6о,5 и остаются справедливыми все формулы, полученные в п. 4.3.2 для дискретных АР, при замене Nd на L. Для синфазного косинусоидального амплитудного распределе- ния [/(z)=7 cos (nz/L), ф(г)=0] выражение для Fc получаем из (4.43), используя соотношение sin (xztJi/2)=±cosx: Fc= —------. (4.61) 4 (я 2)2 _ U2 ' ' Для оценки ширины ДН и УБЛ справедливы формулы, приведен- ные в § 4.4. Принципиальной особенностью непрерывных линейных излуча- телей при любом распределении возбуждающего тока по сравне- нию с дискретными решетками является отсутствие вторичных главных максимумов, поскольку здесь Графики функций (4.60) и (4.61) показаны на рис. 4.15 в зависимости от обобщен- ной переменной и. В табл. 4.1 приведены выражения, описывающие множитель си- стемы непрерывных линейных излучателей при различных ампли- -96
тудных распределениях (в том числе при различных значениях Л — относительного уровня возбуждения края антенны), а так- же характерные значения параметров ДН (без учета направленных свойств элемента), справедливые для синфазного режима воз- буждения. Данные могут быть использова- ны также для анализа АР, шаг которых достаточно мал, в области основного и первых боковых лепестков (дальние боко- вые лепестки для АР несколько больше). В синфазном режиме для равномерного распределения [/(г)=1] согласно (4.50) D=D0=2L/X. Рис. 4.15 (4.62) При неравномерном распределении КНД рассчитывают по форму- ле D=vDo, причем коэффициент использования | *72 12 / *-/2 v = f 1(z) dz \ I L J ] i (?) [2 dz. (4.63) I—7/2 I / -7/2 Выражение (4.63) можно получить из (4.57), заменив в числи- теле и знаменателе (4.57) суммы на соответствующие интегралы. Значения v при различных амплитудных распределениях в син- фазном режиме приведены в табл. 4.1. Линейное распределение фазы в непрерывных линейных излу- чателях достигается за счет возбуждения бегущей волной, распро- страняющейся вдоль оси z с фазовой скоростью v (антенны бегу- щей волны). При этом функция ф(з)=—(c/v)kz=—ykz, где у= =c/v — коэффициент замедления волны; с — скорость света. Из- менения, происходящие с ДН линейного излучателя при изменении фазовой скорости, подробно описаны в § 4.3. Для расчета множи- теля системы при линейном фазовом распределении в приведенных в табл. 4.1 формулах для Fc достаточно вместо и подставить (/zL/2) (cos 0—с/о) и произвести соответствующую нормировку. В частности, в режиме осевого излучения (с/п^1) при плитудном распределении равноам- (4.64) При равноамплитудном распределении и v=c (т= 1) КНД ли- нейного излучателя по аналогии с АР длиной L может быть рас- считан с помощью (4.50); в оптимальном режиме (уОр/=1Ч-Х/2Л) КНД определяется формулой, аналогичной (4.53). При спадающем к 7-6464 97
Таблица 4.1 Линейный излучатель длиной L Амплитудное распределение /(z) Формула множителя системы Fc(u), kt u— —— cos В ДВо •%. Уровень первого бокового лепестка. ДБ Коэффи- циент использо- вания _ О Do /U) = l Sin и/и IISX/L 51°X/L — 13,2 1 cos (яг/L) я3 cos и 172“ J./L 67е X/L — 23,0 0,81 4 («/2)8—«> cos,(nz/Z.) sinu я» —и2) 229.2° у- 83’1°Т — 32.0 0,667 3 Г sin и . __|д—_2(1_4)х X ^+2(1-Д) а» J A = 0,8 X 121,5°-- 52.7°-у — 15,8 0,994 A =0,5 130.6°у- 55,60 “Г — 17,1 0,970 A =0 X 163.8°— 55°X/L -20,6 0,833 Д+(1—Д)Х 1 Г sinu X cos(itz/£) (1— Д)-2/л+д[“ и ,«Г1 М 1 + 2( Л) (”/2)’-и’ 1 A =0,5 132,4°у“ 65, е°у- — 17,6 0,966 A =0,316 143.8”у- 56,4“ у- — 20,0 0,935 A = 0,1 1б2,1°-£- 63,0” -у -22,4 0,874 1 - I 2z/L | Ит/тУ 229,2°-^- 73.4” 4- X — 26,4 0,750 V 1 - (2z/L)« Л1(“) 139.6° 58.9” -С — 17,6 0,925 98
Рис. 4 16 Рис. 4.17 к краям амплитудном распределении, как и в случае АР, опти- мальное значение у возрастает, при этом увеличивается и КНД. Влияние квадратичных и кубических фазовых ошибок аналогично изменениям, происходящим с ДН антенных решеток. В качестве примера непрерывного линейного излучателя рас- смотрим провод с током (рис. 4.16), изменяющимся по закону I(z)=I ехр (—ikz). Пример интересен тем, что результирующая ДН сильно отличается от вида функции Ёс. Действительно, по- скольку d=c (у=1), то максимум множителя системы соответст- вует 0ГЛ=О. Однако элемент провода с током (фактически ЭЭВ) в этом направлении вообще не излучает (множитель элемента Fo= ==sin0); максимум его излучения ориентирован под углом 0=90° к оси провода. В результате максимум ДН получается в некото- ром направлении Qmax<90°, которое при большом значении L/K можно приближенно иайти из условия максимума числителя (4.64), т. е. из равенства kL (cos Отах—1)/2=—л/2 [взят знак минус, по- скольку искомый угол Отах>От (см. п. 4.3.4)]. Окончательно по- лучим cos0max=l—Х/2£. (4.65) Вид ДН в сечении, параллельном оси провода, приведен на рис. 4.17. Пространственная ДН имеет форму конической воронки. В качестве самостоятельного излучателя провод с бегущей волной тока обычно не применяется. Однако в антенной технике с успехом используют различные комбинации из таких проводов (например, ромбическая антенна, см. п. 12.4). 4.9. ПЛОСКИЕ АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ Рассмотренные ранее линейные АР в режимах нормального и наклонного излучений позволяют сформировать направленное из- лучение только в одной плоскости, проходящей через ось решетки. > 99
Рис. 4.18 Плоские АР позволяют сконцентрировать излучение в узкий пучок в двух плоскостях. Форма плоской АР (форма раскрыва решетки) может быть прямоугольной, круглой, шестиугольной и определя- ется как требованиями, предъявляемыми к форме ДН, так и кон- структивными особенностями системы. Излучатели в плоских АР располагаются в узлах прямоугольной или треугольной (гексого- нальной) сетки (рис. 4.18). Общее выражение для множителя системы плоской АР (рис. 4.19) может быть получено суммированием полей всех излучателей по формуле, аналогичной (4.4), причем для каждого излучателя, расположенного в плоскости решетки в точке с координатами хп, уп, разность хода лучей по сравнению с центральным элементом Лгп=хп sin 6 cos <p+|/n sin 6 sin q>. (4.66) Рассмотрим подробнее излучение плоской АР прямоугольной формы с расположением изотропных излучателей в узлах прямо- угольной сетки. Пусть решетка состоит из Ny=2My-fl рядов из- лучателей, параллельных оси у, причем расстояние между рядами dy. Каждый ряд состоит из Wx=2Afx-|-l излучателей с шагом dx. Координаты излучателей в плоскости решетки определяются как xn—nxdx(—Mx^nxf^Mx) и yn=nvdv(—Му^Пу^Мд). Тогда множи- тель системы F«= S S' (л) ехр f i k (xn sin 6 cos <p -J- yn sin 6 sin <p)J. (4.67) Наиболее простым является случай, когда распределение тока может быть представлено в виде произведения двух функций, за- 100 еИЧЕ
Рис. 4.19 Рис. 4.20 ВИСЯЩИХ ТОЛЬКО ОТ X и только от у: 1(п)=Цпх)Цпу). (4.68) Пусть решетка возбуждается равноамплитудно, причем /(л«)=/ехр (—inx$,); (4.69) /(п„)=/ехр(—in^v). (4.70) Тогда амплитудный миожитель системы имеет вид, справедливый для произвольной плоскости (tp=const), проходящей через нор- маль к плоскости решетки: fe = N'x sin (fed*sin Deos— фх) sin _L (fed* sin Deos у—ф*) sin -^-(fedySlnD sin у—фу) sin -L. (kdy sin 6 sin ¥ — Фу) (4.71) Как видно из (4.71), в главных плоскостях xOz (<р=0) и yOz (<р=л/2) сечение пространственной ДН плоской АР совпадает с формой ДН линейных АР с амплитудио-фазовым распределением (4.69) и (4.70) соответственно. Такие же выводы справедливы для любых распределений возбуждающего тока, представимых в виде функций, разделяющихся по координатам х и у. Следовательно, ДН в каждой из главных плоскостей определя- ется только геометрией решетки в этой плоскости и амплитудно- фазовым распределением в этой же плоскости. При этом справед- ливы все приведенные в § 4.3 и 4.4 оценки для параметров ДН. Излучение в нижнее полупространство устраняется обычно либо м,эм,н’ выбором однонаправленных излучающих элементов, либо с по- 101
мощью экранов. Если фх=фу=О (синфазная решетка), максимум излучения ориентирован по нормали к плоскости решетки (рис. 4.20). При линейном фазовом распределении, когда tyx<Zkdx и (что характерно для плоских АР), направление макси- мума основного лепестка (0™, (ргл) определяется из условий ра- венства нулю числителей обоих сомножителей в (4.71): sin 0гл cos ^rJi=^x/kdx; sin 6ГЛ sin <рГл=ф»/^^а, (4.72) откуда получаем соотношения, справедливые при любом ампли- тудном распределении: tg Фг.п=1Мх/фх^„; sin2 Огл— (фх/fcdx) 2+ (фу/Ма) 2 (4.73) Для расчета ДН в произвольной плоскости помимо выражения (4.71) могут быть также использованы результаты теории линей- ных АР. Достигается 'это введением понятия эквивалентной линей- ной решетки. Рассмотрим для примера ДН квадратной решетки с шагом dx=dv=d в диагональной плоскости, след которой, состав- ляющий угол <р=(р0=45° с осью х, на рис. 4.21 обозначен S—S. Пусть элементы решетки возбуждаются синфазно и равноам- плитудно Проведем через точки расположения излуча- телей штриховые линии, перпендикулярные следу S—S. Для лю- бой точки наблюдения в интересующей плоскости в дальней зоне излучатели, лежащие на одной из штриховых линий (обозначим число таких излучателей через т, число т зависит от угла ср), равноудалены, соответственно поля их складываются синфазно. Поэтому при вычислении ДН плоской решетки в этой плоскости действие всех излучателей можно заменить излучением одного эк- вивалентного элемента с током ml, расположенного в любой точке 102
штриховой линии. На рис. 4.21 для удобства эквивалентные излу- чатели изображены на прямой вне плоскости решетки. Совокуп- ность таких эквивалентных элементов_и образует эквивалентную линейную решетку с шагом d3KB=^/l 2. Длина эквивалентной ре- шетки в рассматриваемом случае равна диагонали квадрата, а рас- пределение токов остается синфазным и близко к треугольному, что соответствует низкому уровню первого бокового лепестка (—26,4 дБ). Это существенно ниже, чем в главных плоскостях, наименее благоприятных с точки зрения бокового излучения. Если сравнить ширину ДН в главных и диагональной плоско- стях квадратной АР, то они оказываются почти равными, так как спадание амплитуды к краям эквивалентной АР компенсируется увеличением ее длины по сравнению с размером стороны квадрата, определяющим ширину ДН в главных плоскостях. При произволь- ном значении угла <р=<р0 эквивалентная АР получается неэквиди- стаитной. Для такой решетки ДН можно рассчитать как сумму ДН нескольких эквидистантных АР или непосредственно с применени- ем (4.4). Отметим, что при использовании реальных излучающих элементов множитель системы, соответствующий эквивалентной решетке, необходимо умножить на функцию, описывающую ДН од- ного элемента в плоскости ср=фо- Соответственно поляризационная характеристика поля излучения определяется поляризационными свойствами излучающего элемента в этой плоскости. При несин- фазном возбуждении элементов плоской АР для нахождения токов в элементах эквивалентной АР необходимо складывать токи соот- ветствующих элементов плоской решетки с учетом фазы, т. е. скла- дывать комплексные значения токов. Отметим, что главные плоскости наиболее опасны с точки зре- ния возникновения вторичных максимумов, поскольку шаг экви- валентных решеток максимален именно в этих плоскостях. При размещении излучателей в узлах прямоугольной сетки он состав- ляет dx и dy (см. рис. 4.18), во всех остальных сечениях шаг экви- валентной решетки — меньше. Поэтому если удовлетворяется усло- вие, аналогичное (4.30) dx<P7(l+sin6rJ1)]; dv<[X/(l+sin Огл)], (4.74) где 0Гл — угол отклонения максимума ДН в соответствующей пло- скости относительно нормали к плоскости АР, то вторичные глав- ные максимумы отсутствуют в любом сечении пространственной ДН. Для гексогональиой сетки максимальный шаг эквивалентной решетки имеет место б сечении ф=зт/2, причем d3KB—rff3/2. Сле- довательно, при гексогональиой сетке для устранения вторичных главных максимумов необходимо шаг решетки выбирать из усло- вия d<2*/[K3(l+sinOrj]. (4.75) 103
мощью экранов. Если ^=^=0 (синфазная решетка), максимум излучения ориентирован по нормали к плоскости решетки (рис. 4.20). При линейном фазовом распределении, когда tyx<Mx и ^y<Z.kdy (что характерно для плоских АР), направление макси- мума основного лепестка (0ГЛ, <prjl) определяется из условий ра- венства нулю числителей обоих сомножителей в (4.71): sin Огл cos фгл==фх/^^х» sin Огл sin tyfjr-—'tyy/kdy, (4.72) откуда получаем соотношения, справедливые при любом ампли- тудном распределении: tg <ргл=ф^х/фх«?и; sin20ra=(i|5x//2<fx)2+(i|>w//i!<fv)2. (4.73) Для расчета ДН в произвольной плоскости помимо выражения (4.71) могут быть также использованы результаты теории линей- ных АР. Достигается 4то введением понятия эквивалентной линей- ной решетки. Рассмотрим для примера ДН квадратной решетки с шагом dx=dv=d в диагональной плоскости, след которой, состав- ляющий угол (р=ф0=-45° с осью х, на рис. 4.21 обозначен S—5. Пусть элементы решетки возбуждаются синфазно и равноам- плитудно (/„—/). Проведем через точки расположения излуча- телей штриховые линии, перпендикулярные следу S—S. Для лю- бой точки наблюдения в интересующей плоскости в дальней зоне излучатели, лежащие иа одной из штриховых линий (обозначим число таких излучателей через т, число т зависит от угла ср), равноудалены, соответственно поля их складываются синфазно. Поэтому при вычислении ДН плоской решетки в этой плоскости действие всех излучателей можно заменить излучением одного эк- вивалентного элемента с током mJ, расположенного в любой точке 102
штриховой линии. На рис. 4.21 для удобства эквивалентные излу- чатели изображены на прямой вне плоскости решетки. Совокуп- ность таких эквивалентных элементов^и образует эквивалентную линейную решетку с шагом d3Wr=dlV % - Длина эквивалентной ре- шетки в рассматриваемом случае равна диагонали квадрата, а рас- пределение токов остается синфазным и близко к треугольному, что соответствует низкому уровню первого бокового лепестка (—26,4 дБ). Это существенно ниже, чем в главных плоскостях, наименее благоприятных с точки зрения бокового излучения. Если сравнить ширину ДН в главных и диагональной плоско- стях квадратной АР, то они оказываются почти равными, так как спадание амплитуды к краям эквивалентной АР компенсируется увеличением ее длины по сравнению с размером стороны квадрата, определяющим ширину ДН в главных плоскостях. При произволь- ном значении угла <р=<ро эквивалентная АР получается неэквиди- стантной. Для такой решетки ДН можно рассчитать как сумму ДН нескольких эквидистантных АР или непосредственно с применени- ем (4.4). Отметим, что при использовании реальных излучающих элементов множитель системы, соответствующий эквивалентной решетке, необходимо умножить на функцию, описывающую ДН од- ного элемента в плоскости <р=фо- Соответственно поляризационная характеристика поля излучения определяется поляризационными свойствами излучающего элемента в этой плоскости. При несин- фазном возбуждении элементов плоской АР для нахождения токов в элементах эквивалентной АР необходимо складывать токи соот- ветствующих элементов плоской решетки с учетом фазы, т. е. скла- дывать комплексные значения токов. Отметим, что главные плоскости наиболее опасны с точки зре- ния возникновения вторичных максимумов, поскольку шаг экви- валентных решеток максимален именно в этих плоскостях. При размещении излучателей в узлах прямоугольной сетки ои состав- ляет dx и dy (см. рис. 4.18), во всех остальных сечениях шаг экви- валентной решетки — меньше. Поэтому если удовлетворяется усло- вие, аналогичное (4.30) d«<[W(l+sine„)]; <[?./(I+sin 0,,)] (4.74) где 0гл — угол отклонения максимума ДН в соответствующей пло- скости относительно нормали к плоскости АР, то вторичные глав- ные максимумы отсутствуют в любом сечении пространственной ДН. Для гексогональной сетки максимальный шаг эквивалентной решетки имеет место в сечении (р—л,/2, причем d3KB=dy3/2. Сле- довательно, при гексогональной сетке для устранения вторичных главных максимумов необходимо шаг решетки выбирать из усло- вия № rf<2Z/[K3(l + sinerl)]. (4.75) 103
Указанное обстоятельство является преимуществом гексого- иальной сетки по сравнению с прямоугольной с точки зрения воз- можностей размещения излучающих элементов, поскольку условие (4.75) менее жесткое, чем (4.74). В общем случае КНД плоских АР может быть рассчитан по формуле (1.11). Для прямоугольных синфазных решеток из одно- направленных излучателей из (1.11) следует D^jiDxDv, (4.76) где Dx и Dy — КНД эквивалентных линейных АР, параллельных осям х и у соответственно. Формула (4.76) справедлива для до- статочно больших решеток при dx^!k]2t dy^K/2 и амплитудном распределении, разделяющемся по координатам х и у, что обычно выполняется на практике. Если обозначить размеры решетки по осям х и у соответственно через Lx и Lv, то с использованием (4.76) и (4.58) получим (nxx2Lxfa) (vv2Lv/X) =4nvaS/X2, (4.77) где vx и — коэффициенты использования эквивалентных линей- ных решеток, параллельных осям х и у соответственно; S=LXLV — площадь поверхности решетки, называемой по аналогии с поверх- ностными антеннами (см. гл. 5) апертурой решетки, va=vxVv — ко- эффициент использования поверхности (КИП) решетки. Если амплитуды возбуждающих токов равны, то va=l независимо о^ формы раскрыва. Таким образом, для синфазно возбужденных пло- ских АР, как и для линейных, КНД максимален при равноампли- тудном возбуждении; если амплитуда спадает к краям, КНД умень- шается (vc<l). Для круглых решеток значения va могут быть использованы из табл. 5.1. При несинфазном возбуждении элементов, когда фаза изменя- ется по линейному закону, максимум ДН отклоняется от нормали на угол егл, определяемый (4.73). При этом основной лепесток рас- ширяется по закону 1/cos 6ГЛ (см. п. 4.3.3) только в вертикальной плоскости <р=сргл. Ширина лепестка в другой, перпендикулярной плоскости не меняется, поэтому КНД может быть рассчитан по формуле D~faivaS cos 0ГЛ/Л,2, (4.78) справедливой, если направление максимума ДН не слишком при- ближается к плоскости решетки. Уменьшение КНД при отклоне- нии ДН можно объяснить уменьшением эквивалентной поверхно- сти, перпендикулярной направлению максимума (рис. 4.22). При квадратичных и кубических фазовых искажениях измене- ния в ДН плоских решеток аналогичны описанным в § 4.5. Оба вида искажений приводят к снижению КНД. 104
4 10. НЕЭКВИДИСТАНТНЫЕ РЕШЕТКИ Отказ от эквидистантного расположения излучающих элемен- тов позволяет придать решеткам ряд новых свойств, таких, как устранение дополнительных главных максимумов при увеличенных расстояниях между элементами и уменьшение уровня бокового из- лучения в решетках с равноамплитудным возбуждением. Это по- зволяет, в частности, решить проблему исключения большого чис- ла элементов из исходной эквидистантной решетки (что существен- но упрощает антенну) без заметного ухудшения ДН последней. Рассмотрим для примера синфазную решетку с шагом, удовлет- воряющим условию (4.15). Регулярное «изъятие» элементов, на- пример, через один, применять нельзя, так как при этом в направ- лениях бвттах, определяемых (4.28), возникнут дополнительные главные максимумы. Если же осуществить нерегулярное разреже- ние, например, по случайному закону, то в указанных направлени- ях условия синфазного сложения полей отдельных элементов, при- водящие к образованию вторичных главных максимумов, наруша- ются. В направлении же нормали к решетке поля по-прежнему складываются синфазно, следовательно, направление максимума ДН не изменяется. Ширина основного лепестка Д6о,5 в разрежен- ных решетках примерно сохраняется такой же, как в исходной ре- шетке, однако увеличивается средний уровень боковых лепестков. Для разреженных решеток КНД можно рассчитать как D^N, где N — число оставшихся элементов, поскольку эффект взаимной свя- зи здесь уменьшается из-за увеличения расстояния между излуча- телями (см. § 4.7). Таким образом, исключение элементов приво- дит к уменьшению КНД. Решетки с большим разрежением исполь- зуются обычно там, где важна большая разрешающая способность, например в радиоастрономии. Рассмотрим теперь воз- можность уменьшения боковых лепестков в ДН неэквиди- стантных АР с равноампли- тудным возбуждением. Выбе- рем исходную эквидистантную АР, огибающая распределения токов fn(z) в которой соответ- ствует требуемому уровню бо- ковых лепестков. Зададим средний шаг иеэквидистант- ной АР dcp=(0,5 . 10)1 и найдем число излучателей этой решетки N=L/dcp, где L — длина исходной АР. Опреле- лим площадь So под кривой fn(z), пропорциональную пол- Исходная Неэкбидисглантная АР Рис. 4.23 105
иому току в антеиие. Разобьем площадь So на N рав- ных частей, соответствующих току в каждом из излуча- телей иеэквидистантиой АР, и выделим иа чертеже N полосок с одинаковой площадью (рис. 4.23). Тогда положение излучателей иеэквидистантиой АР определяется приближенно как положение центра тяжести каждой полоски. Полученная таким образом неэк- видистантная АР с плавно меняющимся расстоянием между излу- чателями и одинаковой амплитудой тока в элементах имеет прак- тически такие же характеристики (особенно в области основного и первых боковых лепестков), как и исходная антенна с неравноам- плитудным возбуждением, но более проста в отношении способа реализации амплитудного распределения. Расчет характеристик иеэквидистантных АР проводится обыч- но с помощью ЭВМ непосредственным суммированием полей от- дельных элементов по формулам типа (4.4) или (4.67). Глава 5. ИЗЛУЧЕНИЕ ВОЗБУЖДЕННЫХ ПОВЕРХНОСТЕЙ 5.1. ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ПРИНЦИПА ЭКВИВАЛЕНТНОСТИ ДЛЯ РАСЧЕТА ДН АНТЕНН. ЭЛЕМЕНТ ГЮЙГЕНСА Высокая направленность излучения может быть получена помимо АР с помощью таких аитенн, как рупорные, зеркальные и др. Ха- рактерной особенностью этих антеин является наличие излучаю- щего раскрыва (апертуры), т. е. некоторой поверхности, через ко- торую происходит излучение энергии. Направленные свойства апертурных антенн в принципе можно рассчитывать таким же способом, какой использовался, например, для расчета вибратор- ных аитенн. Для этого необходимо найти распределение электри- ческого тока в антенне, каждый элемент этого тока представить как ЭЭВ и затем просуммировать поля всех элементов. Однако нахождение электрического тока в апертурных антеннах ввиду от- носительной сложности их конфигурации встречает большие труд- ности. Значительно проще для расчета направленных свойств исполь- зовать другой способ, основанный на применении принципа экви- валентности [4]. Согласно этому принципу поле излучения любой антенны можно найти как поле эквивалентных электрических и магнитных токов иа произвольной поверхности S2, окружающей антенну, причем J8=[nH], J„=—[пЕ], где и — единичная нор- маль, внешняя по отношению к области, включающей антенну; Е и Н — значение полей в точках поверхности Si- Обычно поверх- 106
ность St выбирают так, чтобы она включала излучающий раскрыв S, а в остальных точках непосред- ственно примыкала к внешней по- верхности антенны 5ДОп (рис. 5.1), т. е. 5т=5+5доп. Объясняется это тем, что распределение поля в рас- крыве S с высокой степенью точности удается найти сравнительно просто, а на остальной части поверхности (5ЛОП) поле близко к нулю, и им можно пре- небречь. Таким образом, излучение реальных электрических токов, возникающих в антенне, заменяется действием эквивалентных элек- трических и магнитных токов в пределах излучающего раскрыва. Раскрыв обычно предполагается плоским, форма его зависит от кон- фигурации антенны. При расчете ДН излучающего раскрыва под элементом раскрыва подразумевается элемент волнового фронта — элемент Гюйгенса, поле излучения которого соответствует полю двух взаимно перпендикулярных элементарных вибраторов — элек- трического и магнитного [4]. В данной главе рассматриваются на- правленные свойства апертур в предположении, что форма апер- туры и закон распределения поля известны. 5.2. ДИАГРАММА НАПРАВЛЕННОСТИ ПРЯМОУГОЛЬНЫХ И КРУГЛЫХ РАСКРЫВОВ С СИНФАЗНЫМ И РАВНОАМПЛИТУДНЫМ ВОЗБУЖДЕНИЕМ Рассмотрим плоский прямоугольный раскрыв, площадь которо- го обозначим S (рис. 5.2). Полагаем, что возбуждающие источ- ники находятся в области z<0, т. е. поле в раскрыве соответствует волне, распространяющейся снизу вверх. Пусть вектор Е в рас- крыве линейно поляризован и параллелей оси у, тогда вектор Н должен быть ориентирован в отрицательном иаправлеиии оси х, причем в каждой точке раскрыва отношение —EylHx=Wc, где Wc— характеристическое сопротивление волны. Взаимное расположение векторов Е, Н, J3 и JM в раскрыве показано на рис. 5.2. При про- извольном амплитудно-фазовом распределении поле в раскрыве представим в виде Е(х, i/)=yoE0f(х, у), где Ео — амплитуда поля п центре раскрыва; f(x, y)^\f(x, у) | exp [h|>(x. J/)]; lf(*. «/) I — функция, характеризующая амплитудное распределение; функция ф(х> У) описывает распределение фазы в раскрыве, причем в цеи- тРе раскрыва ф(0, 0)=0. Элемент Гюйгенса, находящийся в точке (я=0, y=Q), создает электрическое поле 107
dEt= 'Т/ (~Г~cos6 + 1) £oexPdS' (5.1) = ~2^У HF" C°S ®) E° 6XP ‘Ar)rfS’ где IFC°— характеристическое сопротивление волны в свободном пространстве; dS — площадь элемента Гюйгенса. Как видно из (5.1), ДН излучающего элемента по соответствующей поляризации описывается выражениями )« =sin? (Jocose4-1); f™ = cos¥ (-^ + cose). (5.2) При U7C=IFC0 в плоскости ф=л/2 (или плоскости Е) fe(0)=l+cos 6, В ПЛОСКОСТИ ф=0 (или ПЛОСКОСТИ И) ftp(0>=l-|-COS 6. Вид этих ДН показан на рис. 5.3. Для нахождения полного поля, излучаемого раскрывом, необходимо проинтегрировать выражения (5.1) по пло- щади раскрыва с учетом амплитуды и фазы возбуждения отдель- ных элементов и пространственной разности хода лучей в точку наблюдения из начала координат и из точки расположения каждо- го данного элемента. Результат интегрирования может быть пред- ставлен, как и ранее, в виде произведения fofc, где fo — множитель, учитывающий направленные свойства излучающего элемента (по соответствующей поляризации); Д — множитель системы, не зави- сящий от поляризации. При больших размерах раскрыва направленные свойства опре- деляются в основном множителем fc. Роль множителя f0 практи- чески сводится к устранению излучения в нижнее полупростран- ство. Для нахождения Д можно воспользоваться формулой типа Рис. 5 2 Рис. 5.3 108
(4.67), заменив в ней суммирование интегрированием по площади раскрыва: а/2 Ь/2 д.= J J (х. ^/) ехр j< Л: (х sin б cos у —|—//sin 6 sin (5.3) -o/2—W2 Предположим, что раскрыв возбужден синфазно и равно- амплитудно, т. е. во всех точках раскрыва Е(х, у) =УоЕо (идеаль- ная плоская антенна). Тогда в результате интегрирования и нор- мировки ( ka „ \ / kb , я \ sin ——sin0cos <р sin —— sin 0 sin <р Fc =-----------------}-----(5.4) _^-sin6cos« -4^-sin 0 sin w 2 ~ 2 T Выражение (5.4) также непосредственно следует из формулы для fc плоской решетки (4.71), если положить ф*=%=0, Nxdx=a, Nvdv—b и совершить предельный переход. Синфазно возбужденная поверхность с равноамплитудным распределением поля, как и решетка с подобным распределением, имеет фазовый центр, совпадающий с центром раскрыва. В главных плоскостях нормированные множители системы имеют вид sin f-^-sin Fr =-------------- — плоскость xOz; (5.5) (fea/2)sin 0 / kb Л sin sin 0 I Fe=--------------- — плоскость ifoz. (5.6) с (fe&/2)sinO Выражения (5.5) и (5.6) аналогичны множителю системы ли- нейного излучателя с синфазным и равноамплитудным возбуж- дением (4.60), соответственно остаются справедливыми оценки для А60, АОо.б и УБЛ. В частности, Л6о.5~51сХ/а (плоскость xOz), А0о,5=^51°Х/5 (плоскость yOz), уровень первого бокового лепестка в обеих плоскостях ^ = 0,21 (—13,2 дБ), направление максимума основного лепестка 6гл=0. Множитель системы в произвольном сечении, составляющем угол ф0 с осью х, может быть рассчитан по общей формуле (5.4). Для выявления особенностей ДН в произвольном сечении весьма нагляден метод эквивалентного линейного излучателя, суть которого аналогична методу эквивалентной линейной ре- шетки (см. § 4.9). Плоскость раскрыва разбивается на беско- нечно узкие полоски, перпендикулярные к направлению, соответ- ствующему углу ф0 (рис. 5.4). Каждой полоске ставится в соответствие элемент эквивалентного линейного излучателя, при- 109
Рис. 5.4 плитудные распределения для чем направленные свойства этого элемента должны под- чиняться формулам (5.2). Диаграмма направленно- сти подобного эквивалент- ного линейного излучателя и соответствует ДН плоско- го раскрыва в данном се- чении. Так как в данном случае раскрыв возбуж- дается сиифазно и равно- амплитудно, то амплитуд- ное распределение в экви- валентном линейном излу- чателе в каждой точке про- порционально длине соот- ветствующей полоски. На рис. 5.4 изображены ам- иескольких сечений. Для главных плоскостей амплитудное распределение в эквива- лентном излучателе равномерно. Диагональное сечение ха- рактеризуется наиболее сильным спадом амплитуды к краям, соответственно уровень бокового излучения в этой плоскости будет меньше, чем во всех остальных сечениях. Максимум излучения пространственной ДН ориентирован пер- пендикулярно плоскости раскрыва. Вид этой ДН соответствует рис. 4.20; отличие состоит в том, что излучение в нижиее полу- пространство здесь всегда устраняется за счет однонаправлен- ного излучения элемента Гюйгенса (см. рис. 5.3). Поскольку излучающие элементы в раскрыве распределены непрерывно, то дополнительным отлнчием излучения возбужденной поверхности от излучения решеток является также отсутствие вторичных главных максимумов,, присущих при определенных условиях дис- кретным излучающим системам. Для круглой излучающей поверхности радиусом а интегри- рование при нахождении полного поля целесообразно проводить в полярной системе координат (рис. 5.5) При синфазном возбуждении раскрыва соответствующий ин- теграл имеет вид 2" а К= | f f (Р tp')exp[ikpsin6cos(<f' —<|>)]pdpd¥', О о (5.7) где р и ср' — полярные координаты произвольной точки в рас- крыве; f(p, ф')—функция, характеризующая распределение поля в раскрыве Если распределение осесимметричное, т. е. не за- 110
висит от угла <р', то выражение (5.7) упрощается: а k = f f (Р)4(*Р 6) РФ, (5-8) 0 где J0(x) —функция Бесселя первого рода нулевого порядка. При равноамплитудном возбуждении нормированный множитель системы Гс=Л1(и), (5.9) где tz=/zasin6; Ai(iz)—лямбда-функция первого порядка. Как и в случае идеальной прямоугольной апертуры, максимум из- лучения ориентирован в иаправлеиии нормали к поверхности, т. е. соответствует 6=0. Выражение (5.9) справедливо для лю- бой плоскости, проходящей через нормаль к плоскости раскры- ва. При ширина основного лепестка по уровню половин- ной мощности Д0о 59°Х/2а, уровень первого бокового лепест- ка |1=0,132 (—17,7 дБ). Как видно, ДН круглого раскрыва диаметром 2а в любом сечении шире и обладает меньшим уровнем боковых лепестков, чем ДН квадратного раскрыва размерами 2а%2а в главных плоскостях. Это легко объясняется, если рассмотреть распреде- ление тока в эквивалентных линейных излучателях, соответствую- щих квадратному и круглому раскрывам (рис. 5.6). Для экви- валентного линейного излучателя, соответствующего круглому раскрыву, амплитудное распределение в отличие от распреде- ления для квадратного раскрыва спадает к краям, что и объ- t ясняет описанные выше эффекты. 111
5.3. ВЛИЯНИЕ АМПЛИТУДНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ НА ДН ИЗЛУЧАЮЩИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ Рассмотрим сначала прямоугольный раскрыв в случае, когда можно считать, что ф(х, у)=0 (синфазное возбуждение) и lf(A У) l = lfW I lf(«/) I, т. е. амплитудное распределение раз- деляется по координатам х и у Тогда (5.3) представляется в виде двух множителей, каждый из которых зависит от кон- кретного вида функций |f(x) | и |f(#) |. Пусть, например, IfU. у} I =COS(пх/а), т. е. |f(x) |=cos(nx/a), |f(y)| = l. В этом случае р cosf(fefl/2)sin8 cos у] sin [(fefe/2)sln 9 sin у] 4 п8/4 — [(fen/2)sin В cosy]’ (fefr/2)sin 0 sin у Из (5.10) видно, что в каждой из главных плоскостей (ф=0 и <р=п/2) множитель системы определяется только размерами раскрыва в этой плоскости и амплитудным распределением в этой же плоскости. Параметры раскрыва в другой плоскости влияния на ДН ие оказывают, причем все это справедливо при любых функциях ]f(x)| и |f(i/)|. Для плоскости xOz (ф=0) для оценки параметров ДН справедливы формулы, приведенные в табл. 4.1 для скосинусоидального» распределения, в частности A6o=67°X/fl, £| = 0,066 (—23 дБ). Для плоскости yOz (ф=л/2) параметры ДН остаются такими же, как для идеальной плоской антенны. При синфазном возбуждении максимум излучения ори- ентирован в направлении 6=0. При других амплитудных распределениях, в частности обес- печивающих меньший уровень боковых лепестков, для расчета ДН прямоугольного раскрыва в главных плоскостях могут быть использованы данные, приведенные в табл. 4.1. Для круглого 'раскрыва (см. рис. 5.5) с осесимметричным неравноамплитудным возбуждением рассмотрим распределение |Г(р)|=А+(1-А)[1-(р/й)2Г. (5.11) обладающее достаточной общностью при различных значениях А и п. Здесь р — расстояние от центра до произвольной точки в раскрыве; А — относительный уровень поля на краю раскрыва (пьедестал); n=0, 1, 2, 3, ... (при п=0 распределение равно- амплитудное, так же как при А=1 при любом п). Выражение для множителя системы при подстановке (5.11) в (5.8) имеет вид 112 «
Таблица 5-1 Круглый раскрыв радиуса а (осесимметричное возбуждение) л А "о.. Уровень первого бокового лепестка, дБ Коэффициент использовании поверхности апертуры 0 1,0 59гА/2а — 17.6 1.0 1 0,8 0,6 0,4 0,33 0.2 0 60°А/2а 62°А/2О 64°А/2а 64,8еА/2а б7°А/2а 72,5*Л/2д — 18.6 — 19.8 — 21,5 — 22,0 — 23.7 — 24.7 0,996 0.98 0.94 0.92 0.87 0,75 2 0,33 0,2 0 66">-/2с 70.1°Х/2о 84.2=к/2а — 26,5 — 32,3 — 30.7 0,88 0,81 0,55 3 0,33 0,2 0 66°А/?а 71,3°А/2а 94,2°А/2д — 30.8 — 32,3 — 36,1 0,87 0,79 0.45 где «=/zasin6; Л„(х)—лямбда-функция л-го порядка, связан- ная с функцией Бесселя первого рода n-го порядка соотношением Ля(х)=п!(2/л)л/п(х). Параметры ДН при различных значениях п и А приведены в табл. 5.1. Неосесимметричное возбуждение круглого раскрыва может быть во многих случаях аппроксимировано выражением if(Р> фО 1=1— (р/а)2(1—Aicos2ф'—A2sin2(p')- (5.13) где Ai и Ад — пьедестал в плоскости ф'=0 и ф'=л/2 соответ- ственно. Расчеты показывают, что с достаточной степенью точ- ности можно считать, что ДН в произвольном сечении ф=фо при распределении (5.13) такая же, как и при осесимметричном распределении по закону (5.12) при п=1 и эквивалентном зна- чении пьедестала [9] Аэкв=А1 cos2 фо+А2 sin2 ф0. При расчете излучения раскрывов с неосесимметричным воз- буждением, обладающим, кроме того, неоднородностью по поля- ризации возбуждающего поля, различают ДН по каждой из поляризаций (основной и перекрестной), имеющих, как правило, разное амплитудное распределение. Для распределения в круг- 8- 6464 113
Рис. 5.7 лом раскрыве, соответствующего волне Ни в круглом волноводе, ДН по основной поляризации описывается выражением [9] fc = ,1 , {—“Л («) 4 (Т,) (1 — COS 2<р) 4- у/, (Y,) |J0 (и) — Т1’ — ““ — 7, (и) cos2.pl}, (5.14) где <р=0 соответствует плоскости Е, <р=л/2 — плоскости //; 71=1,841—первый корень функции Z'i(x). Отметим, что прн сложных распределениях, отсутствующих в таблицах, может быть использован принцип суперпозиции, со- гласно которому распределение представляется в виде суммы нескольких слагаемых, для которых известны парциальные ДН. Результирующая ДН при этом равна сумме ДН каждого из слагаемых. Рассмотрим применение этого принципа для круглой апертуры с разрывным распределением поля (частично затенен- ные раскрывы, рис. 5.7). Подобные распределения возникают обычно при каличий каких-либо препятствий на пути волны. Представим разрывное распределение как разность двух распре- делений, одно нз которых соответствует незатененному раскрыву радиусом а, поле в котором описывается функцией f(p), второе распределение описывается той же самой функцией f(p), но только в пределах затененного участка радиусом Qi (обычно ai<Ca) Тогда в соответствии с (5.8) a а, К = J f (р) Л (*Р sin 6) prfp — J f (p) (ftp sin 6) pdp. (5.15) 0 0 Если при вычислении (5.15) используют готовые выражения для парциальных ДН, то необходимо учитывать их амплитудные множители, которые обычно опускаются в нормированных вы- 114
ражениях. Пусть f(p)=l, тогда, учитывая, что амплитуда пар- циальных ДН пропорциональна площади раскрыва; получаем fc_sin 0) —(ai/a)2At sin 6). 1 (5.16) Влияние затенения условно показано на рис. 5 \ где кривая 1 соответствует ДН при отсутствии затенения; к]^вая 2 — ДН затененного участка (с учетом знака минус); кривая 3 — резуль- тирующей ДН. Как видно, наличие затенения пЛчводит к не- значительному сужению основного лепестка и ргсту нечетных боковых лепестков. Отметим также, что влияние сртенения уве- личивается прн спадающих к краям амплитудных распределе- ниях. Поэтому попытки уменьшить уровень боковых лепестков прн наличии затенения слабым возбуждением крдев раскрыва не дает результата. Необходимо подбирать специальные рас- пределения, зависящие от характера затенения. t t 5.4. ВЛИЯНИЕ ФАЗОВЫХ РАСПРЕ* ДЕЛЕНИЙ НА ДН ИЗЛУЧАЮЩИХ ПОВЕРХН<* СТЕЙ и Несннфазность излучающей поверхности может *1ыть присуща данной антенне вследствие особенностей ее устройства либо вызывается неточностью выполнения. В некоторый случаях на апертуре специально устанавливается определенный закон изме- нения фазы (чаще всего линейный) для управления положением максимума ДН нлн получения ДН специальной формы. Рассмотрим линейное распределение фазы по к ждой из ко- ординат хну, описываемое функциями ф(х)=/ехр(—iyxkx), Ф(^)=ехр(—iyvky), где у* н yv—коэффициенты' замедления возбуждающей волны по координатам хну, причем ух<1, уу<1, что обычно имеет место в практике. Тогд; для прямо- угольного раскрыва с равноамплитудным возбуждением выра- жение для Fc приобретает вид, аналогичный (4.71): Г ka 1 г kb 1 sin I —— (sin 6 cos v — Yjt) I sin -(sin 6sin <p—у A I л=------------------------- —W----------------1 - <5-17» (sin e cos ? — yx) _2_ (sin e sin <? — yj 1 z z J Направление максимума основного лепестка нахо: ится из ра- венств sin 6гЛ cos <ргл=Тх; sin 6™ sin <рГл=ув, Г (5.18) справедливых при любой форме раскрыва н любом Амплитудном распределении. Коэффициенты -у* н уу удобно ш огда связать с максимальным значением фазы в крайних точках ных сеченнй раскрыва: ) 2ФХ max 24^ max 8* глав- ^Ы) 115
Изменения, происходящие с ДН при линейном фазовом рас- пределении, а также прн квадратичных и кубических фазовых ошибках, аналогичны описанным в § 4.3, 4.5. 5.5. КОЭФФИЦИЕНТ НАПРАВЛЕННОГО ДЕЙСТВИЯ ИЗЛУЧАЮЩИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ Для определения КНД излучающего раскрыва при синфаз- ном возбуждении в направлении максимума излучения (6гл = 0) воспользуемся формулой (1.14): £)тОх=Г2£2т(1Л/60Рх. Согласно (5.1) элемент раскрыва, т. е. элемент Гюйгенса, при 6=0 излучает поле, амплитуда которого при WC=WC° состав- ляет dErnax=[Ec/'kr)dS. Так как в направлении 6=0 разность хода лучей равна нулю, то £™х = Д>|р(*. (5.20) где f(x, у) — функция, характеризующая распределение поля по раскрыву. Значение легче всего найти, интегрируя вектор Пойнтинга непосредственно по поверхности раскрыва. Среднее значение вектора Пойнтинга в точках раскрыва /7= =£o2|f(x, y)j2/2Wc. Мощность, излучаемая раскрывом, Pr = (E„/2U7jJ | /(л. у)|М5=(£(,7240я) f | f(x, j,)|!dS. Отсюда Р = (4*/Дг) I J f(*. 3 ») ps (5.21) В случае идеальной плоской синфазной антенны (f(x, #)=1) прн любой форме раскрыва выражение (5.21) принимает вид Л=£)0=4л£/Х2. (5.22) Определив для прямоугольного раскрыва из (4.18) значения А6015 (в градусах) в главных плоскостях через отношения аД и h/Х и подставив их в (5.22), получим £>„ . 32700/ДС Д® (5-23) При неравномерном амплитудном распределении КНД умень- шается. Уменьшение КНД принято оценивать коэффициентом ис- пользования поверхности апертуры (КИП) vo = |Jf(x. </)dS|7(s j [/(х. y)l’ds)<!. (5.34) s s 116 rf-’ЧП
Выражение (5.24) справедливо для функций f(x, у), сравни- тельно медленно меняющихся по раскрыву, что обычно выпол- няется на практике. В общем случае для так называемых сверхнаправленных антенн (см. п. 5.6.2), реализация которых связана с огромными сложностями, может быть ve>l. Предста- вим (5.21) в виде П=4л¥а5Д2=4л5д/л2, (5.25) где SA=Sva — действующая (или эффективная) поверхность рас- крыва. Сравнение (5.25) и (5.22) показывает, что можно на- звать площадью такой идеальной плоской антенны, КНД кото- рой равен КНД данного раскрыва. При синфазном возбуждении va зависит только от вида амплитудного распределения. Для прямоугольного раскрыва с распределением поля, разделяющим- ся по координатам х и у, т. е. f(x, y)=f(x)f(y), Va=VxVyt (5.26) где vx и vy представляют собой коэффициенты использования [см. (4.63)] эквивалентных линейных излучателей, параллель- ных осям х и у с распределением f(x) и f(£/) соответственно. Значения vx н v(/ могут быть использованы нз табл. 4.1 для соответствующих распределений. Для круглого раскрыва с син- фазным осесимметричным возбуждением коэффициент использо- вания апертуры рассчитывается по формуле, аналогичной (5.24): vo = 2|p(p)pdp| |№)|“pdp ). (5.27) Значения va для круглых раскрывов приведены в табл. 5.1. При линейном фазовом распределении КНД в направлении Огл, <ргл уменьшается по закону £>=4nveS cos 6гл/Х2. (5.28) Фазовые ошибки в раскрыве, как систематические, так н случайные, приводят к уменьшению v0. Зависимость КНД от случайных фазовых ошибок рассмотрена в гл. 9. 5.6. МЕТОДЫ РЕШЕНИЯ ЗАДАЧИ СИНТЕЗА АНТЕНН 5.6.1. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ СИНТЕЗА АНТЕНН В § 4.3, 4.4, 4.5, 5.3 были проанализированы различные типы амплитудно- фазовых распределений и соответствующие им ДН. Естественно, что рассмот- ренные типы распределений в общем случае не могут охватить все возможные требовании к ДН. Поэтому возникает проблема отыскания амплитудно-фазовых распределений, соответствующих заданным требованиям к ДН (классическая задача синтеза антенн, или задача синтеза амплитудно-фазовых распределений). -М. 117
Решению классической задачи синтеза посвящено большое число работ, в том числе монографий [7, 8], в которых исследуются такие важные вопросы, как реа- лизуемость ДН заданной формы, поиск решений с иаилучшим приближением к заданной ДН, устойчивость полученных решений и др. После нахождения требуемого амплитудно-фазового распределения перед разработчиком встает задача реализации этого распределения в антеннах кон- кретных конструкций. Следует отметить, что точная реализация полученного при решении классической задачи синтеза распределения тока является, как прави- ло, более сложной теоретической задачей, нежели само нахождение тока. В дан- ном разделе будут рассмотрены методы решения классической задачи синтеза, когда заданной является форма ДН. В принципе существуют и несколько иные постановки, более частные, например синтез антенн с оптимальной ДН, имеющей минимально возможную ширину основного лепестка при заданном уровне бо- ковых, синтез антенн с максимальным КНД в главном направлении и др. Неко- торые вопросы конструктивного синтеза, позволиющего решить задачу вплоть до нахождения конструкции антенны, будут рассмотрены при изложении кон- кретных типов антенн. 5.6.2. УСЛОВИЯ СУЩЕСТВОВАНИЯ ТОЧНОГО РЕШЕНИЯ. СВЕРХНАПРАВЛЕННОСТЬ Ограничимся рассмотрением синтеза линейного излучателя, так как он, во- первых, наиболее прост, а во-вторых, результаты синтеза линейных излучателей могут быть непосредственно использованы для плоских излучающих поверхно- стей (см. § 5.2). Будем считать, что заданная ДН описывается функцией f(0), соответствующей только множителю системы fc(0). Направленные свойства излучающего элемента всегда можно учесть в необходимых случаях, рассматри- вая вместо f(0) функцию f(0)/fo(0). При этом предполагается, что требуемая поляризационная характеристика поля излучения антенны соответствует поляри- зационным свойствам излучающего элемента. Для линейного излучения при известной функции I(z) 02 L/2 7с== J /(z)exp(i fezpos6)dz = J /(z)e p(i xz)dz, (5-29) —02 — LI2 где x=fecos0. При изменении угла 0 в пределах О^0^л (область реальных углов) величина и меняется от -\-k до —fe. Поскольку Z(z)=0 при |z|>£/2, то (5.29) можно записать в виде сО fc(«) = J /(z)etp(i xz)dz. (5.30) Выражение (5.30) показывает, что ДН линейного излучатели можно рассматри- вать как преобразование Фурье от функции /(г). Отсюда следует, что при за- данной функции ?(0) распределение тока можно найти как обратное преобразо- « ваиие Фурье: Л*) = (1/2л) [ Г(«)ехр( — i xz)dz. (5 31) -СС Ъ 1 i8
При вычислении (5.31) требуется аналитически продолжить функцию f(x), за- данную только в диапазоне реальных углов (|x|^fe), иа всю вещественную ось х. Функцию l(z) можно рассматривать как спектр преобразования Фурье от функции [(х). Поскольку распределение тока 7(2) должно быть отлично от нуля только при |z|^L/2, то отсюда ясно, что к классу реализуемых ДН отно- сятся только такие, которые описываются функциями с ограниченным спектром. Требование принадлежности ДН к специальному классу функций теоретиче- ски не ограничивает возможности синтеза, поскольку любую непрерывную функцию можно в диапазоне реальных углов с любой степенью точности аппро- ксимировать функцией с ограниченным спектром. Протяженность спектра этой функции может быть любой, в том числе сколь угодно малой, что соответствует сколь угодно малой длине L. Отсюда вытекает, что теоретически любая, в том числе очень узкая, ДН может быть реализована антенной с любым, даже очень малым, значением L. Покажем, однако, какие практические сложности возникнут при попытке решить такую задачу. Для функций f(x) (с ограниченным спектром) и Z(z), связанных между собой преобразованием Фурье, можно доказать, что _ /~~Щ I ж»1Г(«) f |/(г) / 2, (5.32) -1/2 / где f'(x)=d?(x)/6x~dj(6)/d6— производная ДН по угловой переменной Величи- на I/ i / |(z)|2dz носит название нормы тока. Из (5.32) следует, чтоприболь- Y 4/2 шой производной |['(х)| (например, при узкой ДН) необходимо либо увеличивать норму тока, либо увеличивать длину антенны. Увеличение нормы тока связано с увеличением абсолютных значений тока в антенне, что приводит к дополни тельным потерям. Отметим, что увеличение нормы тока [при неизменной мощно- сти излучения Р2, соответствующей заданной функции 7(х)] связано с тем, что поля от отдельных элементов антенны складываются иесинфазно я почти во всех направлениях компенсируют друг друга, только в секторе углов, примы- кающих к направлению максимума ДН, эта компенсация будет неполной. Вбли- зи таких антенн образуется большой запас реактивной энергии. По этим причи- нам решения с большой нормой тока, соответствующие «малогабаритным» ан- теннам, называют сеерхнаправленными или реактивными, и их стремятся исклю- чить. Заметим, что явление сверхнаправлеиности возникает ие только при син- тезе узких ДН, но и всегда, когда | Г (х) | велико, например в случае ДН сек- торной формы. Умеренная сверхнаправленность, приемлемая с практической точ- ки зрения, проявляется в антеннах бегущей волны с осевым излучением в опти- мальном режиме (см. п. 4.3.4). Для количественной оценки явления сверхнаправлеиности вводится коэффи- циент сверхиаправленности (коэффициент реактивности) у. Как известно, для мощности излучения линейного излучателя в соответствии с (1.8) к —ft ft J 17(G) |>sin6d8 = — J |7(x)|«dx= j |7(*)l*d«. (5-33) D ft —ft li9
Рассмотрим теперь интеграл, называемый обычно полной мощностью антенны: со k J |7(«)1I‘*« = J |7(«Ла<*« + —ОС — k (—6 СО) J +J l7(x)l2d«. I—ОС к J (5.34) Первое слагаемое в правой части (5.34) .определяемое интегрированием в обла- сти реальных углов, пропорционально мощности излучения (5.33), или активной мощности Ра. Второе слагаемое, определяемое в области [х| >k (область мни- мых углов), можно рассматривать как некоторую реактивную мощность Отношение полной мощности к активной мощности представляет собой коэффи- циент реактивности СО Ik Y = J l7(«)larfx / J l?(x)Pdx. (5.35) Для исключения явления сверхиаправлениости коэффициент у должен быть близок к единице. 5.6.3. ПРИБЛИЖЕННЫЕ МЕТОДЫ РЕШЕНИЯ ЗАДАЧ СИНТЕЗА На практике требуемая форма ДН задается либо в виде графика, либо в виде функции, не удовлетворяющей в общем случае условиям существования точного решения. Рассмотрим два метода решения подобных задач: метод инте- грала Фурье и метод парциальных ДН. В методе интеграла Фурье функция f(x), соответствующая заданной ДН в области реальных углов, для обеспечения условии продолжается нулем в область мнимых углов, т. е. принимается, что f(x)=O при [х|>fe. Определен- ная таким образом функции не принадлежит R классу функций, обладающих конечным спектром, поэтому распределение тока k /(г)=(1/2л) J7(«)exp( —1кг)йк (5.36) получается отличным от нуля иа всей осн 2. На рнс. 5.8 изображена для при- мера функция распределения тока /(z), соответствующая ДН секторной формы шириной 60°, симметричной относительно нормали к оси антенны (/(-г) при этом получается чисто вещественной функцией). Естественно, реальная антенна долж- на иметь конечную длину, следовательно, найденное распределение I(z) необхо- димо урезать, оставив только часть его в пределах jz]<^L/2 и отбросив остав- шиеся участки (рис. 5.8). Оставшейся части распределения ZK(z) будет соответ- ствовать ДН, описываемая функцией _ 1/2 7к(*) = J /к(г)ехр (1 xz)dz. -L/2 120
Оценим возникшую при этом среднеквадратическую ошибку «"= [ |7Ы -7к(«) РЛ- (5-37) —X Применив равенство Парсеваля, справедливое для функций, связанных между собой преобразованием Фурье, со ~ L/2 [ |7(«) Р<1«- St j |/(z)|adz, (5 38) —X — I/2 получим ea = 2nj* |/(z)-/K(z)|adz. Так как в интервале {—L/2. L/2) функции I (г) и ZF(z) одинаковы, а вне его /K(z)=0, то га = |/(Z)P*. (5.39) Из (5.39) видно, что среднеквадратическая погрешность определяется площадью отброшенных участков кривой |/(z) |, возведенной в квадрат. Отсюда имеем простой и наглядный критерий выбора длины антенны L в методе интеграла Фурье. Согласно методу парциальных ДН заданная ДН аппроксимируется конечной суммой функций fn(x), т. е. функцией N fx(X) = £ a/lfn(X) • n=-—N Для каждой из парциальных ДН fп (м) амплитудно-фазовое распределение в пределах излучателя (—должно быть известно. В качестве пар- ^^иальных ДН удобно брать функции (sin и/и), где u=(LttJ2)—пл, соответст- 12i
вующие постоянной амплитуде возбуждения и линейно изменяющейся фазе (см. § 4.8) с максимальным значением фазы в крайних точках излучателя, равным пл. Максимумы функций [п (и) имеют место при x=2nn/L; все остальные функ- ции в этой точке равны нулю. Если выбрать коэффициенты a„—f(2nn/L), то функция 1.^ £ Б n~—N n=~N ' точно соответствует заданной функции |(х) в точках х=2лп/£ (рис. 5.9). Число таких точек тем больше, чем больше длина антенны L\ в остальных точках функция f(x) будет восстановлена с погрешностью. Парциальные ДН, максиму- мы которых лежат в области ]х| >k (рис. 5.9, штриховая линия), могут в прин- ципе несколько улучшить совпадение 7 (к) и /к (и) в промежутках между точка- ми v.=2rm/L за счет боковых лепестков. Одиако для этого их интенсивность должна быть достаточно велика, что приведет к резкому увеличению интеграла (J +J) т. е. к росту реактивной мощности и коэффициента реактивности у. Поэтому, как и в методе Фурье, ДН f(x), заданная в диапазоне реальных углов, продол- жается нулем в область мнимых углов; соответственно число парциальных ДН ограничивается значением N<L/'k. Распределение тока при методе парциальных ДН N /(z) = 7(2лк/£)ехр( — 12пла/£). (5-40) п=—N На рис. 5.10 изображены результаты расчета амплитудного распределения для излучатели длиной £=4Х с ДН секторной формы, приведенной на рис. 5.9. 122
Как было показано, добав- ление парциальной ДН даже с большой амплитудой в области |x|>fe мало меняет форму ре- зультирующей ДН в области реальных углов. Однако в рас- пределении тока (5.40) появится слагаемое с большой амплитудой, что сильно изменит распреде- ление тока. Отмеченный факт обусловлен особенностями урав- нения (5.29), где неизвестная функция Z(z) стоит под знаком интеграла, вследствие чего зада- ча синтеза в рассмотренной по- становке относится к так назы- ваемым некорректно поставлен- ным задачам [8]. Решение задачи синтеза является неоднозначным: одной и той же точности реали- зации заданной ДН могут соот- ветствовать разные распределе- ния тока. Для устранения этих особенностей используют методы регуляризации решения, предложенные в работах академика А. Н. Тихонова. Отметим, что в рассмотренных выше методах некоторая регуляризация решения осуществля- лась выбором функции /(х)=0 в области мнимых углов. 56.4. ОСОБЕННОСТИ СИНТЕЗА АР. ДОЛЬФ-ЧЕБЫШЕВСКИЕ РЕШЕТКИ Для эквидистантной линейной АР (см. рис. 4.1) из изотропных элементов ДН описывается выражением (4.4), которое с учетом обозначения x=fecos6 имеет вид ряда Фурье м 7(х) = X /пехр (i xnd). (5.41) Функция (5.41)—периодическая, с периодом T=2n/d (поскольку период функ- ции ехр (bend] равен 2п). Токи обеспечивающие наилучшую среднеквадра- тическую аппроксимацию заданной функции 7(х), могут быть иайдеиы как ко- эффициенты Фурье: (5.4?) •n/d In—(d/2n) J f(*)exp( — ixnd)dx, -«/d причем шаг решетки d должен выбираться из условия подавления вторичных _ главных максимумов. В частности, для синфазной решетки при d=\/2t как вид 123
Рис. 5.11 ио из (5.42), токи 1п соответствуют выборкам из непрерывного распределения Z(z), найденного по методу Фурье (5.36), в точках а=дХ/2. Частным случаем классической задачи синтеза аитенн с оптимальной ДН является, как отмечалось, задача нахождения токов в элементах АР, обеспечи- вающих при заданном УБЛ минимальную ширину основного лепестка или при заданной ширине основного лепестка минимальный УБЛ. Решение этой задачи было впервые получено Дольфом с использованием полиномов Чебышева, в свя- зи с чем такие АР получили название дольф-чебышевских. Анализ выражения (5.41) показывает, что множитель системы АР может быть представлен в виде потииома степени 2M=N—1 от переменной, связанной с углом 0, причем коэффициенты этого полинома определяются токами 1п в эле- ментах решетки. При d$s/./2 токи 1п можно подобрать так, чтобы указанный полином соответствовал полиному Чебышева той же степени 2М. График по- линома Чебышева Тгм(х) для М=4 приведен на рис. 5.11. Области реальных углов (|х|<1) соответствует часть этого графика в пределах —а0^х^и0 (а0>1) Важным свойством полиномов Чебышева является то, что в пределах отрезка —(область боковых лепестков) они наименее уклоняются от нуля по сравнению со всеми другими полиномами данной степени, имеющими одинаковые коэффициенты при старшей степени х. При |х|>1 полином соот- ветствует основному лепестку ДН. От величины ctD зависит соотношение между УБЛ и шириной основного лепестка. Направление максимума излучения зависит от фазовых соотношений между токами. При d<O,5X указанными экстремальными свойствами обладают полиномы Чебышева — Ахиезера. Решетки с подобным шагом используют обычно в режиме осевого излучения. Существуют подробные таблицы, позволяющие рассчитывать дольф-чебышевскне решетки с заданным УБЛ при различном числе излучате- лей [11]. 124
Глава 6. НЕКОТОРЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ ПРИЕМНЫХ АНТЕНН 6.1. ПРИМЕНЕНИЕ ПРИНЦИПА ВЗАИМНОСТИ ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ ПРИЕМНЫХ АНТЕНН Приемная антенна должна принимать электромагнитные волны и преобразовывать их энергию в энергию токов высокой частоты, поступающую на вход приемного устройства. Основными вопросами прн изучении приемных аитенн яв- ляются определение мощности, выделяемой в нагрузке антенны, т. е. в приемнике, н определение ее направленных свойств. Эти вопросы могут быть решены, если известно распределение тока в приемной антенне. Под действием излученного передающей антенной электро- магнитного поля в приемной антенне возникает ЭДС. Механизм ее возникновения удобнее всего проследить, если рассмотреть провод (симметричный вибратор), находящийся в поле дейст- вия плоской электромагнитной волны, направление прихода ко- торой (вектор Пойнтннга) образует с осью вибратора угол 6 (рнс. 6.1). Как видно из рисунка, вектор Е лежит в плоскости, прохо- дящей через ось вибратора. Под действием тангенциальной со- ставляющей этого вектора EZ=E sin 6 в каждой точке провода возникают ЭДС, фазы которых изменяются вдоль провода, а ам- плитуды постоянны. Фазы ЭДС в двух точках провода, от- стоящих на расстоянии z друг от друга, отличаются на величину kz cos 6. Таким образом, по всей длине провода распределена ЭДС, под действием которой в вибраторе возникает ток. Этот ток вызывает напряжение на зажимах нагрузки zH. Очевидно, что в общем случае закон распределения тока в приемной ан- тенне должен отличаться от закона распределения тока в такой же антенне прн работе ее в качестве передающей, так как ток в передающей антенне возникает под действием сосредоточенной ЭДС. Поэтому определение тока в приемной антенне непосред- ственным анализом работы этой антеииы значительно сложнее (в большинстве случаев), чем определение закона распределе- ния тока в передающей антенне.
Рис. 6.2 Обычно для определения основных свойств приемных антенн пользуются принципом взаимности, который позволяет опреде- лить свойства и параметры приемной антенны, если известны свойства и параметры этой же самой антенны при работе ее в качестве передающей. Сущность принципа взаимности состоит в следующем. Если к входу линейного четырехполюсника (рис. 6.2,а) приложена ЭДС то на его выходе возникает ток /2. Если включить эту же самую ЭДС на выход четырехпо- люсника (рнс. 6.2,6), то на его входе возникает ток /ь равный току /2. Если прн переключении ЭДС со входа на выход увели- чить ее в п раз, то во столько же раз увеличится ток Д. Ска- занное можно записать в виде соотношения, выражающего ана- литически принцип взаимности: ^ч/Д^^й/Д- (6-1) Это соотношение может быть использовано для анализа свойств любой приемной антенны. Применение принципа взаимности тре- бует кроме линейности также н изотропности среды, в которой распространяются электромагнитные волны. Поэтому им нельзя пользоваться прн распространении радиоволн в ионосфере нли какой-либо другой анизотропной среде (например, в феррите). Исследование свойств приемной антенны с помощью прин- ципа взаимности проведем на примере проволочной антенны. Рассмотрим две антенны — передающую 1 н приемную 2, ко- торые могут быть совершенно различными (рнс. 6.3,а). К за- жимам антенны / последовательно с генератором присоединено некоторое сопротивление ZHi, а к зажимам антенны 2— сопро- тивление Zh2- Антенны находятся в зоне излучения друг друга. Под действием ЭДС &\ в антенне 1 возникает ток Д, ЭДС на зажимах этой антенны #i=/i(ZHl+ZBXi), (6.2) где /1 — ток в точках питания антенны /; ZBXi — входное сопро- тивление антенны /. Благодаря току Д вблизи антенны 2 появляется напряжен- ность поля [см. (1.17)] <р), (б.з) 126
Рис. 6.3 а) б) где Hj=i60nexp (—1Лг)/гХ; А(6, ф)=£1(6, ф) ехр i pF(6, ф)]. Определив из (6.3) /1 и подставив в (6.2), получим ф). (6.4) Проводя аналогичные рассуждения в отношении схемы рнс. 6.3,6, получаем ^2=£1(7|124-7вх2)/Л2/д2Г2(в, ф). (6-5) Воспользовавшись принципом взаимности [см. (6.1)], запишем ^//зд^^/Лпр, (6.6) где /щр н /2пр— токи в нагрузках антенн 1 и 2, возникающие под действием ЭДС ^2 и <8\ соответственно. Предполагается, что взаимное расположение антенн в пер- вом (рис. 6.3,а) н во втором (рис. 6.3,6) случаях остается неиз- менным. Подставляя в (6.6) вместо ($\ и ^Г2 их значения из (6.4) н (6.5), группируя сомножители н учитывая, что Д1=Л2, получаем ^lnp(^Hl“b^BXl) _ ^2пр(^на +Z,X8) 6 ^дЛ(В. ?) ?) Поскольку антенны являются произвольными, то очевидно, что левая и правая части равенства (6.7) постоянны и не за- висят от типа антенны. Поэтому /nP^n + ZEx) Q ¥) где С — постоянная величина. Ток в нагрузке любой приемной антенны / _ г£/дГ(6, у)ехр[1У(8, у)] 7пр""L Z +z • —И 1 — вх Числитель (6.8) может быть назван эквивалентной ЭДС прием- ной антенны-. ^пр=С£/дТ(е, ф). (6.9) 127
Рис. 6.4 Значение постоянной С может быть легко определено из рассмот- рения простейшей антенны — эле- ментарного электрического вибра- тора. Пусть этот вибратор находит- ся в поле плоской линейно поляри- зованной волны (рис. 6.4), его ось лежит в плоскости поляризации этой волны и составляет угол 0 с направлением прихода волны При этом в нем наводится ЭДС #пр=Е/д51П0. (6.10) С другой стороны, #пр можно определить по (6.9). Полагая в этой формуле F(G, <p)=sin0, ехр [i4/(0, <р)] = 1 [это следует из (1.1)], получаем £Гпр=С£/д sin (0) (6.11) Приравнивая правые части (6.10) н (6.11), находим С=1. Величины F(G, <р), ^(0, ср), /д, ZBx в формуле (6.8)—харак- теристики антенны при ее работе в режиме передачи. Характе- ристикой (диаграммой) направленности приемной антенны назы- вают зависимость тока в нагрузке антенны от направления при- хода волны. Как видно из (6.8), эта зависимость определяется множителями F(G, ср) и 4^(0, <р). Отсюда следует важный вывод, что направленные свойства антенны (амплитудная н фазовая ха- рактеристики направленности, КНД) при ее работе в качестве передающей или приемной одинаковы (при условии, что приемник и передатчик присоединены к одним и тем же точкам антенны). Этот вывод позволяет использовать при изучении приемных ан- тенн результаты, полученные прн изучении передающих антенн, что в большинстве случаев значительно упрощает дело. Таким образом, нз принцйпа взаимности вытекает обратимость процес- сов приема и передачи. Величина ^np максимальна при приходе волны с главного направления. В этом случае F(0. <р)=1 н Й=,1Р=/,£. (6.12) Здесь /д — действующая длина антенны при ее работе в режиме передачи. Действующей длиной приемной антенны называется коэффи- циент, связывающий эквивалентную ЭДС приемной антенны с напряженностью поля, создаваемого вблизи антенны электромаг- нитной волной при приходе ее с главного направления приема. Прн этом действующая длина приемной антенны равна дейст- вующей длине той же антенны прн ее работе в режиме передачи. 128 ®
Формула (6.8) получена в предположении, что плоскости поляризации приемной антенны н приходящей волны совпадают (плоскостью поляризации приемной антенны называется плоскость поляризации поля, которое антенна излучает в режиме передачи). 6.2. МОЩНОСТЬ, ВЫДЕЛЯЕМАЯ В НАГРУЗКЕ ПРИЕМНОЙ АНТЕННЫ Формулу (6.8) можно записать в виде / пр==^> пр/ (Zh+Zbx) , (6-13) позволяющем перейти к эквивалентной схеме приемной антенны (рис. 6.5). Здесь приемная антенна рассматривается по отноше- нию к нагрузке как генератор, создающий ЭДС ^пр и обладаю- щий внутренним сопротивлением, равным входному сопротивле- нию данной антенны прн ее работе в режиме передачи. В дан- ном случае условие отдачи генератором в нагрузку максималь- ной мощности ZBX=ZH\ (6.14) или /?вх=/?н; Хвх4-Хн=0 (условие согласования нагрузки с ан- тенной) . Если нагрузка (приемник) присоединена к антенне с помощью фидера, то для отдачи в нагрузку максимальной мощности ан- тенна и нагрузка должны быть согласованы с волновым сопро- тивлением фидера (т. е. коэффициент отражения в фидере дол- жен равняться нулю). Мощность, выделяемая в нагрузке приемной антенны, Р=12пМ2, (6.15) где /Пр — амплитуда тока в нагрузке. Если выполняется условие (6.14), то в соответствии с (6.15) и (6.13) мощность, выделяемая в нагрузке прн приходе волны с направления максимального приема, = (6.16) Подставляя вместо в (6.16) формулу (6.12) н заменяя /д вы- ражением (1.18), получаем E*DRT(l Pmax = U/71)2 960/?вх ’ причем /?ю//?вх=п. да Т1 — КПД антенны при ее работе в ре- жиме передачи. Известно, что bii=Gnp, где СПр—КУ приемной 9—6464 129
26х | антенны, численно равный КУ той же ан- I I теины прн ее работе в режиме передачи 2ИП (коэффициентом усиления приемной антен- I V ны называется отношение мощности, виде- /рр ляемой в нагрузке при приеме на данную- рис 5------1 антенну, к мощности, выделяемой в нагруз- " ° ° ке при приеме на ненаправленную антенну с КПД, равным единице. Предполагается, что обе антенны имеют оптимальное согласование с нагрузкой). Окончательно гл PGnD (6.17) Подставляя в (6.17) вместо Е формулу (1.21) и учитывая КПД фидеров передающей (т]ф.Пер) и приемной (т]ф.Пр) антенн, получаем Л», = (!/«)• Р^,Спр Чф.„р Тф.пр. (6. !8> В реальных условиях мощность оказывается меньше получаемой по (6.18) вследствие потерь прн распространении радиоволн. Фор- мула (6.18) верна в идеализированном случае (распространение радиоволн в свободном пространстве). Прн реальном распро- странении величина Ртах обычно бывает меньше, но в некоторых случаях (например, распространение по атмосферному волново- ду) может быть н больше, чем полученная по (6.18). Формула (6.17) позволяет ввести еще один параметр, харак- теризующий приемную антенну, — эффективную площадь прием- ной антенны. Представим, что вся мощность, извлекаемая антенной из про- странства, проходит через некоторую воображаемую часть Se плоской эквнфазной поверхности электромагнитной волны. Сред- нее за период высокой частоты значение вектора Пойнтинга в любой точке поверхности Se П=Е2/2^п, а мощность электро- магнитного поля, проводящего через эту поверхность. Р=£2£(/240л. (6.19) Положим теперь, что эта мощность выделяется в нагрузке приемной антенны и выполняется условие отдачи максимальной мощности. Следовательно, левые части выражений (6.19) и (6.17) равны. Приравнивая правые части этих выражений и ре- шая полученное равенство относительно Se (еслн т] = 1), нахо- дим Se=t2D/^n. (6.20> Понятие эффективной площади применимо к любой антенне. Однако особенно удобно вводить этот параметр в случае антен- ноизлучающих поверхностей (см. гл. 5). 130
Коэффициент направленного действия антенны можно вы- разить через действующую (эффективную) площадь: £)=4л$еД2. (6.21) Коэффициент направленного действия, вычисленный по (6.21), численно равен КНД, определенному по (5.25). (^СОГЛАСОВАНИЕ ПЕРЕДАЮЩЕЙ ИПРИЕМНОЙ АНТЕНН ПО ПОЛЯРИЗАЦИИ Наводимая в приемной антенне ЭДС и максимальная мощность, выделяемая в ее нагрузке, зависят от взаимной ориентации и направления вращения плоско- стей поляризации приемной и передающей антенн. В случае вращающегося поля ЭДС, наводимую в приемной антенне, можно определить по формуле, аналогичной (6.12), если действующей длине антенны придать векторную форму. Тогда Лор=1дЕ. (6.22) где Е определяется по (1.22). Таким образом, в случае произвольной поляризации поля, создаваемого пе- редающей антенной, действующей длиной приемной антенны можно назвать век- тор, скалярное произведение которого на вектор напряженности электрического поля равно эквивалентной ЭДС приемной антенны. Вектор 1Д в сферической системе координат можно представить в виде 4-«,'««₽(' Щ. <в-23) где — действующая длина антенны при приеме азимутальной компоненты поля; Ze— действующая длина при приеме меридиональной компоненты поля. Сдвиг фаз ф2 учитывает, что в общем случае составляющие поля данной приемной антенны при ее работе в режиме передачи могут быть сдвинуты по фазе. Знак угла сдвига фаз ф2 определяет направление вращения плоскости по- ляризации приемной антенны. Подставляя в (6.22) вместо 1Д и Е их выражения из (6.23) и (1.22), по- лучаем «пр = £,'» + Ее /,ехрПН, + *,)). (6.24) Мощность, выделяемая в нагрузке приемной аитениы в соответствии с (6.16), пропорциональна квадрату модуля эквивалентной ЭДС приемной антенны, кото- рый в данном случае равен I Iя = ^v)a + (^в Zo соз(фх ф3). (6.25) Полагая, что при различных соотношениях между составляющими и Ев среднее значение вектора Пойнтинга приходящего поля ие изменяется или, что то же самое, выполняется равенство Ej+£j = C, (6.26) найдем условии максимума выражения (6.25). 131
Первое условие имеет вид ^14^2=0. (6.27) При этом выражение (6.25) принимает вид I ^пр Iя = + ^e ze)2- (6.28) Найдем максимум этого выражения при переменных £ф и Ео и при выпол- нении равенства (6.26). Воспользовавшись методом определения максимума функции нескольких переменных с помощью неопределенного параметра (метод Лагранжа), получим уравнении 21, (Е, !, + £, у+21£,=0; 2Ме(,в + £А)+а£»=<)’ где X — неопределенный множитель. Из этих уравнений получаем второе условие максимума (6.25) /,//,=£,/£,. (6.29) Условия (6.27) и (6.29) называют условиями согласования приемной антен- ны с полем по поляризации. При выполнении условии (6.29) выражение (6.28) может быть записано в виде I Imax — fi + • (6- 30) Уменьшение мощности, выделяемой в нагрузке приемной антенны из-за не- согласования антенны с приходящим полем по поляризации, характеризуется коэффициентом согласования антенны по поляризации s. На основании (6.25) и (6.30) можно записать 1 + (£,<y/£8l.)»+2(EJT/£,<,)cos(fa + t,) s-I />«4.1^- [1 +(i,/'e)!lli+(£v'Ee)2l • <631) Прн выполнении условий (6.27) н (6.29) я=1. В случае антеии с эллиптической поляризацией поля условия (6.27) и (6.29) выполняются и s=l, если равны коэффициенты равномерности поляризацион- ных эллипсов передающей и приемной антенн (tncv—/гр), совпадают углы поля- ризации (Р) этих эллипсов и направления вращения плоскостей поляризации антенн. Так как мощность, выделяемая в нагрузке приемной аитеииы, пропорцио- нальна коэффициенту согласования по поляризации, то (6.17) принимает вид E2G £™r=(W —». (6.32) где G — коэффициент усиления приемной антенны. В случае антенны с круговой поляризацией поля условие (6.27) выполняет- ся при ф!=л/2 и ф2=—л/2, т. е. плоскости поляризации обеих антсин должны иметь одинаковые направления вращения (в соответствии с определением, дан- ным в § 1.3), если приемная антенна работает в режиме передачи. Условие (6.29) 132
для данного случая имеет вид /в//ф=Ее/Еф=1. Если ^лг»ф2=я/2, то =180° и, как следует из (6.31), s=0. В этом случае плоскости поляризации передающей и приемной антенн имеют противоположные направления вращения. В случае антенн с линейной поляризацией поля условие (6.27) выполняется всегда, так как ipi=»J?2=0. Условие (6.29) требует, чтобы передающая и прием- ная антенны были одинаково ориентированы в пространстве (совпадение пло- скостной поляризации). В этом случае, если, например, Еф=0, то /ф=0 и, как следует из (6.31), s=l. Если плоскости поляризации взаимно перпендикулярны, то обращаются в нуль взаимно перпендикулярные компоненты векторов Е и /д (например, если £е=0, то /ф=0) и выражение (6.31) обращается в нуль —при- ема не будет. Если антенна с круговой поляризацией поля принимает линейно поляризован- ное поле, то в (6.31) следует положить ^2=90°, 1^=0, Еф=0. При этом s=0,5, т. е. принимаемая мощность уменьшается в 2 раза по сравнению со случаем антсин, согласованных по поляризации. Такой же результат полу- чается при приеме поля круговой поляризации антенной, обладающей линейной поляризацией. Величины Ее/Еф или /еЛф и ф2 зависят от параметров поляризационного эллипса t и р, которые обычно определяются экспериментально. 6.4. ЭКВИВАЛЕНТНАЯ ШУМОВАЯ ТЕМПЕРАТУРА АНТЕННЫ Качество радиоприема определяется отношением мощности принимаемого сигнала на входе приемника к мощности, созда- ваемой различными помехами (отношение сигнал-шум). Помехи при радиоприеме делятся на внешние и внутренние. К внешним помехам (шумам) относятся: атмосферные, вы- зываемые грозовыми разрядами; промышленные, вызываемые различными электрическими аппаратами; интерференционные, вызываемые радиостанциями; космические, вызываемые радио- излучением Солнца, звезд, отдаленных галактик и т. д.; тепловые (тепловые излучения Земли и атмосферных газов); шумы, об- условленные наличием атмосферных осадков. Внутренние помехи обусловливаются тепловым движением электронов в различных элементах приемника (флуктуационные шумы), а также в антенне н элементах тракта питания. На гектометровых (средних) и километровых (длинных) волнах мощность внешних помех значительно превышает мощ- ность внутренних шумов. Поэтому прн определении отношения сигнал-шум последней можно пренебречь. В этих диапазонах пре- обладают помехи атмосферные н промышленные. Так как рас- пределение источников грозовых и промышленных помех в про- странстве приблизительно равномерное, то приемная антенна ведет себя по отношению к этим помехам как ненаправленная (£)=!). Мощность, выделяемая на входе приемника такими по- 133
мехами, может быть определена по (6.17) в предположении G=t|. Очевидно, что на основании (6.17) отношение сигнал-шум в этом случае пропорционально КНД антенны и не зависит от ее КПД. В диапазонах УКВ и коротких волн мощность внутренних шумов бывает соизмерима с мощностью внешних помех или пре- вышает ее. В этом случае отношение сигнал-шум пропорцио- нально КУ приемной антенны. Интенсивность внешних источников помех удобно оценивать эквивалентной шумовой температурой антенны Та (антенная тем- пература). Всякое нагретое тело излучает электромагнитные волны. Внут- ри замкнутой поверхности, стенки которой нагреты до некоторой температуры Тя, плотность потока излученной электромагнитной энергии в диапазоне радиочастот на волне Л в полосе частот Д/, приходящаяся на единицу телесного угла (спектральная плот- ность излучения Пт}, на основании закона Рэлея—Джинса /77 = 2АТЯД/Д2, (6.33) где Л= 1,38-10“23 Вт/Гц град — постоянная Больцмана; Тя — яр- костная температура (градусы Кельвина). Яркостной температу- рой источника помех называется температура абсолютно черного тела (АЧТ), создающего такую же плотность излучения, как и данный источник. Яркостная температура электромагнитного из- лучения АЧТ равна его термодинамической температуре. В согласованной иагрузке антенны, помещенной внутри дай- ной замкнутой области н принимающей электромагнитные волны в пределах телесного угла Q, выделится мощность Р=ПгО5д (5Д — действующая площадь антенны). Обычно излучаемые на- гретыми телами волны поляризованы по случайным на- правлениям; антенна же принимает волны одной определенной поляризации. Поэтому при приеме случайно поляризованного поля РПом=77/О5д/2. , (6.34) При приеме на воображаемую абсолютно ненаправленную антен- ну (D=l, 5д=Х2/4л, £}=4л), подставляя в (6.34) вместо Пт фор- мулу (6.33), получаем P.<M = ^'-~ = k±fTs. (6.35) Приемная антенна воспринимает помехи как теплового, так и нетеплового происхождения. В последнем случае величина Тя не имеет физического смысла и предназначена лишь для ко- личественной оценки интенсивности шумов. Мощность, выделиемая в нагрузке направленной приемной антенны источниками излучения, яркостная температура которых неравномерно распределена в пространстве, может быть опреде- 134
лена по формуле, аналогичной (6.35): Рпо«=*Д/Л, (636> где Та — эквивалентная шумовая температура антенны (антенная температура). Антенной температурой называется термодинамическая тем- пература сопротивления, равного входному сопротивлению ан- тенны, которое выделяет на входе приемника ту же мощность, что и данный источник помех. В соответствии с (6.34) =т И -s« <» ?)sin где 6 и <р — сферические угловые координаты (центр сферы в точке расположения антенны); Sa(0, <?) = --— D(6, <р); Тя(6, <р) — угловое распределение Тя внешних источников помех. Следова- тельно, J J Т. (О, ч>) D (О, <р) sin 6d6d?. (6.37) Приравнивая правые части выражений (6.37) н (6.36), получаем Л = Д- f 7, (0, ч>) D (6. <?) Л1. (6.38) 4п J 4к где — элемент телесного угла. Яркостная температура радиоизлучения земного покрова в диа- пазоне УКВ считается примерно равной термодинамической тем- пературе этого покрова (Гя=290 ... 300 К)*- Яркостная тем- пература атмосферы определяется не только ее термодинамиче- ской температурой, но и зависит от частоты, так как шумовое излучение атмосферы обладает резонансными свойствами. Известно, что J £(6, <p)JQ = 4тг. Как следует из (6.38), Та = Тя и не зависит от формы ДН, если все лепестки ДН находятся в пространственном угле, в пределах которого Тя практически одинакова. Этот случай наиболее характерен при приеме помех (шумов) протяженных источников антеннами с узкими ДН и ма- лым уровнем боковых лепестков. * При падении электромагнитных волн иа земную поверхность, если угол наклона Д превышает определенное значение, происходит их сильное рассеяние неровностями этой поверхности (отражение становится диффузным); коэффи- циент отражения стремится к нулю и по своим свойствам земной покров при- _ ближается к абсолютно черному телу. 135
На рис. 6.6 представлены кри- вые, характеризующие зависи- мость Тя фонового космического излучения (космическое радиоиз- лучение состоит из общего фона н излучения дискретных источни- ков) и теплового излучения при- легающей к земле атмосферы от частоты и от угла между направ- лением максимального излучения и горизонтальной плоскостью (А). Антенная температура опре- деляется полной ДН (с учетом всех боковых лепестков). Из-за боковых лепестков, расположен- ^7 0,5 7}о 5,0 10 50100 ных под низкими углами к гори- зонту, Та увеличивается за счет Рис- 6-6 приема радиоизлучения земного покрова и прилегающей атмо- сферы. Вклад в суммарную эквивалентную шумовую темпера- туру антенны, вносимый каким-либо боковым лепестком, опре- деляется соотношением Тал=алТЯп, где Тап — антенная темпера- тура, создаваемая помехами, принимаемыми л-м боковым лепест- ком; — доля излучаемой мощности, соответствующая данному лепестку; Ти„ — яркостная температура среды, охватываемой те- лесным углом, в котором заключен данный боковой лепесток Приведенные здесь рассуждения и графики показывают, что антенная температура зависит от направленных свойств антенны, ориентировки ее ДН относительно земли (угол А), от распреде- ления в пространстве Тя источников помех и частоты. Чем ниже уровень боковых лепестков и больше угол А, тем меньше Тя. Полная эквивалентная шумовая температура на входе при- емника 7'а.ф.полн = 7’а1]4"^(5-V]). (6.39) где Та — антенная температура, определяемая по (6.38); Т — тер- модинамическая температура антенны и элементов фидерного тракта (ТдаЗОО К); г]— КПД, определяемый потерями в антен- не и фидерном тракте.
Часть II. ТИПЫ АНТЕННЫХ УСТРОЙСТВ Глава 7, ПРОСТЫЕ ВИБРАТОРНЫЕ И ЩЕЛЕВЫЕ АНТЕННЫ УКВ ДИАПАЗОНА 7.1. ОСОБЕННОСТИ АНТЕНН УКВ ДИАПАЗОНА1 Ультракороткие волны широко используются в радиосвязи, ра- диовещании и других областях современной радиотехники. Мет- ровые волны применяются для телевидения и радиовещания- Деииметровые и сантиметровые волны широко используются для радиорелейной многоканальной связи, дальней связи с помощью волн, рассеянных на неоднородностях тропосферы. Отсутствие отражения этих волн от ионосферы позволяет использовать их для радиосвязи с космическими объектами, связи с помощью искусственных спутников Земли (ИСЗ), применяемых в каче- стве ретрансляторов. Дециметровые и сантиметровые волны ис- пользуются также в радиолокации, радионавигации, радиоастро- номии и т. д. При разработке новых линий связи, особенно пред- назначенных для передачи цифровых сообщений, требующих чрез- вычайно широких полос пропускания, обращаются к более вы- соким частотам. Ультракороткие волны позволяют осуществить устойчивую связь между наземными объектами в пределах так называемой прямой видимости, которая зависит от высот подвеса передаю- щей и приемной антенн [10]. Для увеличения расстояния прямой видимости антенны приходится поднимать на большую высоту. Это предъявляет повышенные требования к механическим ха- рактеристикам антени, прежде всего к прочности, массе, парус- ности. Повышенные требования предъявляются также к кон- струкциям наземных аитенн для космической связи и радиоло- кационным антеннам, которые в процессе эксплуатации необ- ходимо поворачивать для слежения за ИСЗ или целью. Целый ряд специфических требований предъявляется к конструкциям бортовых антенн, особенно для космических систем. В диапазоне УКВ возможно построение антенн, размеры ко- торых велики по сравнению с длиной волны. Это позволяет при приемлемых размерах антенн реализовать высокую направлеи- 1 См. § В.З. 137
ность излучении (на сантиметровых волнах КНД может дости- гать сотен тысяч или даже миллионов единиц). Однако исполь- зуются также антенны УКВ, размеры которых сравнимы с дли- ной волны. К таким антеннам, обладающим сравнительно ши- рокой ДН, относятся простые вибраторные н щелевые антенны, рассматриваемые в настоящей главе. Простые антенны исполь- зуются либо как элементы более сложных антенн (иапример, в со- ставе антенных решеток, в качестве облучателей зеркальных антенн и т. д.), либо как самостоятельные излучатели. Общими электрическими требованиями к антеннам рассмат- риваемого диапазона являются: относительно широкая полоса пропускаемых частот, высокая электрическая прочность и высо- кая степень согласования с питающим трактом. 7.2. ВОЗБУЖДЕНИЕ СИММЕТРИЧНЫХ ВИБРАТОРОВ СИММЕТРИЧНОЙ ЛИНИЕЙ. РАЗНОВИДНОСТИ ПРОСТЫХ ВИБРАТОРНЫХ АНТЕНН Возбуждение (питание) симметричных вибраторов может осу- ществляться как симметричной, так и несимметричной линией. Наиболее просто осуществляется питание вибраторов с помощью симметричной линии, проводники которой подсоединяются непо- средственно к плечам вибратора (рис. 7.1). Токи, равные по величине, но противоположные по направлению в проводах линии, переходя на проводники вибратора, протекают в одном направ- лении, что обеспечивает синфазное возбуждение плеч вибратора. Для улучшения диапазонных свойств, механической прочности, а также снижения напряженности поля у поверхности провода вибраторы обычно выполняют из труб пли пластин с большим периметром поперечного сечения (вибраторы с пониженным вол- новым сопротивлением). Форма поперечного сечения может быть различной: круглой, прямоугольной, треугольной и т. д. Для уменьшения шунтирующего действия емкости между торцами плеч вибратора поперечное сечение вибраторов постепенно уменьшается к точкам питания. Крепление вибраторов может осуществляться с помощью металлического «изо- лятора», представляющего собой замкнутый отрезок симметричной линии длиной Х/4 (рис. 7.1). Входное сопротивление такой ли- нии весьма велико и не оказы- вает шунтирующего действия на ли- нию литания. Длина вибратора ся требованиями i. 1 определяет- к его ДН и Рис. 7.1 138
Рис. 7.2 согласованию вибратора с питающей линией. Для получения вы- сокого КБВ в питающей линии необходимо, чтобы входное со- противление вибратора было чисто активным (условие резонанса) и близким к волновому сопротивлению линии W, которое в диа- пазоне УКВ составляет примерно 200 ... 500 Ом. Для сравни- тельно тонких вибраторов условие резонанса выполняется прн длине вибратора, близкой к 0,5Л или 1.0Л- Однако в первом слу- чае /?вх оказывается существенно меньше, а во втором — суще- ственно больше W (см. § 2.5). Обеспечить хорошее согласование симметричного вибратора с питающей линией можно, если вибра- тор выполнить по петлевой схеме, предложенной А. А. Пистоль- корсом (так называемый шлейф-вибратор, рис. 7.2,а). Вибратор состоит из двух параллельных проводов, находящихся на неболь- шом расстоянии друг от друга (d/X=l/20 ... 1/40). Концы про- водов замкнуты накоротко, длина вибратора выбирается равной примерно Л/2- Распределение тока в петлевом вибраторе в первом прибли- жении совпадает с распределением тока в эквивалентной ко- роткозамкнутой двухпроводной линии, переход к которой иллю- стрируется на рис. 7.2,6. Провода петлевого вибратора возбуж- даются в фазе. Ввиду малости расстояния между проводами при расчете поля излучения петлевого вибратора его можно за- менить обычным полуволновым симметричным вибратором, ток в котором /=2/ш, где /ш — ток в шлейф-вибраторе. Очевидно, что ДН шлейф-вибратор а практически не отличается от ДН обыч- ного полуволнового вибратора. Однако входное сопротивление этих двух излучателей оказывается разным. Активную часть вход- ного сопротивления шлейф-вибратора /?Вх.ш (равную сопротивле- нию излучения /?хш, поскольку пучность тока приходится на точки литания) можно найти, приравнивая мощности излучения пет- левого вибратора и симметричного вибратора с током /=27ш: Z2m/?iin/2= (27ш) 2/?хо/2, где Rzo — сопротивление излучения сим- метричного полуволнового вибратора. Отсюда /?Bx.ui=7?sm= 139
Изоляторы Рис. 7.4 СЛ Ъ/ — 4/?£о~4-73=292 Ом. Реактивная составляющая входного со- противления шлейф-внбратора может быть обращена в нуль, если настроить вибратор в резонанс, т. е. несколько укоротить его длину по сравнению с А/2. Если питание шлейф-вибратора осу- ществлять типовым симметричным фидером с 117=306 Ом, то КБВ в фидере будет близок к единице. Указанная ветичина /?Вх.ш соответствует петлевому вибратору с одинаковым диаметром верхнего и иижиего проводов (d2=di)- По мере увеличения d2/di входное сопротивление растет. Диапа- зонные свойства петлевого вибратора зависят от отношения d2/di и абсолютной толщины проводов. Крепление шлейф вибратора к опоре можно осуществить с помощью металлического стержня, подсоединенного к середине верхнего провода (рис. 7.2,а). Так как в центре этого провода имеет место узел напряженности электрического поля, то наличие стержня практически не ока- зывает влияния и а работу вибратора. Петлевые вибраторы широко применяются в диапазонах мет- ровых и дециметровых волн (например, в приемных телевизион- ных антеннах). Для расширения рабочего диапазона вибраторов целесооб- разно наряду с уменьшением волнового сопротивления (дости- гаемого увеличением диаметра вибратора) выполнять антенну из двух частей, имеющих различные частотные зависимости вход- ных сопротивлений. Иллюстрацией может служить диапазонный шунтовой вибратор, предложенный Г. 3. Айзенбергом (рис. 7.3,а). Шуит 3—7—4 одновременно выполняет функции крепления. Упро- щенная эквивалентная схема антенны представлена на рис. 7.3,6. При соответствующем подборе геометрических размеров вибра- тора и шунта реактивная составляющая разомкнутого отрезка эквивалентной линии 3—5—6—4 компенсируется реактив- ным входным сопротивлением замкнутого отрезка 3—7—4. При этом удается получить удовлетворительное согласование (КБВ^г ^0,3) примерно в четырехкратном диапазоне воли (0,15^//Х^ ±С0,65). Угол (рис. 7.3,а) обычно не превосходит 45°, причем с увеличением этого угла возрастает неравномерность ДН в Н- 140
плоскости (максимум излучения направлен в сторону, противо- положную шунту). Для уменьшения массы вибраторов прн большом диаметре их можно выполнять полыми (в виде трубки). Однако в диапа- зоне метровых волн даже полые вибраторы могут иметь слиш- ком большую массу. В этом случае целесообразнее выполнять вибратор из проводов, расположенных по образующей цилиндра (так называемый диполь Надененко, рис. 7.4). При расчете вол- нового сопротивления диполя Надененко его можно заменить сплошным цилиндром с эквивалентным диаметром d3=dy^ntyd, где п — число проводов (обычно п=6 ... 8); б — диаметр прово- дов; d — диаметр диполи. Питание диполя целесообразно осу- ществлять фидером с волновым сопротивлением 117=300 Ом. Прн этом в диапазоне 0,25^//Х^0,63 КБВ не падает ниже 0,3. Улучшение согласования может быть достигнуто применением проволочного варианта шунтового питания. 7.3. ВОЗБУЖДЕНИЕ СИММЕТРИЧНЫХ ВИБРАТОРОВ КОАКСИАЛЬНОЙ ЛИНИЕЙ. СИММЕТРИРУЮЩИЕ УСТРОЙСТВА Симметричная двухпроводная линия относится к открытым линиям передачи, основными недостатками которых являются подверженность воздействию атмосферных осадков и излучение самой линии (антенный эффект), возрастающие с ростом частоты. Поэтому в диапазоне УКВ для питания симметричных вибрато- ров желательно применять экранированные линии в виде коак- сиальных кабелей или жестких коаксиальных линий. При непосредственном присоединении коаксиального кабеля к симметричному вибратору (рис. 7.5) ток текущий по внут- реннему проводнику, равен току в правом плече вибратора. Ток /2, текущий по внутренней поверхности экрана, разделяется на два тока: /'2— течет по левому плечу вибратора и Г'ч— течет по внешней поверхности оболочки кабеля. Так как /'2=/=/ь то плечи вибратора возбуждаются неодинаковыми по амплитуде и по фазе токами, что искажает ДН вибратора. Кроме того, излучение, обусловленное током /"2, создает дополнительное ис- кажение ДН. Поэтому питание симметричных вибраторов несим- метричным коаксиальным кабелем должно осуществляться с по- мощью специальных симметрирующих устройств. Рассмотрим симметрирующее устройство типа «стакан», схе- ма которого приведена на рис. 7.6. Полый металлический цилиндр (стакан), имеющий длину 1/4, соединен накоротко с внешней поверхностью питающего фидера и образует с ней коаксиальную линию. Входное сопротивление этой линии в точках ab очень велико, вследствие чего ток /2, текущий по внутренней поверх- « 141 □ <•
Рис. 7.5 Рис. 7.6 ности экрана, почти целиком переходит на плечо вибратора. Та- ким образом, металлический стакан играет роль изолятора, пре- пятствующего ответвлению тока 1% на внешнюю поверхность питающего фидера. Другим типом симметрирующего устройства является устрой- ство типа «17-колена» (рис. 7.7). Ток 7, текущий по внутреннему проводнику основного кабеля, идущего от генератора, разде- ляется в точке а на две равные части, которые поступают на плечи вибратора, причем путь ас отличается от пути abd иа Хв/2 (где А.в — длина волны в кабеле). Так как в длинной линии на пути Ав/2 фаза тока меняется на обратную, то токи в точ- ках end оказываются в противофазе. При этом плечи вибратора возбуждаются синфазно токами одинаковой амплитуды. Одиако для получения полной симметрии возбуждения необходимо вы- ровнять токи, ответвляющиеся на внешние поверхности кабеля вблизи точек end. Для этого необходимо внешние поверхности соединить короткозамыкателем К, который обычно помещают 1/щ, Рис. 7.8
вблизи точек с н d. Размер I (см. рис. 7.7) зависит от типа ви- братора; соответствующим выбором его возможно обеспечить согласование вибратора с общим кабелем. Так, для симметрич- ного полуволнового вибратора, настроенного в резонанс, рас- стояние I выбирают равным Хв/4. Симметрирующее устройство типа «£/-колена», как и устройство типа «стакан», является узко- полосным. На рис. 7.8 изображена схема щелевого возбуждения сим- метричного вибратора. Оболочка жесткой коаксиальной линии разрезается двумя узкими щелями; при этом две половины обо- лочки можно рассматривать как двухпроводную линию. Внут- ренний провод лниии короткозамкнутой перемычкой К соединен с одной из половин оболочки. В точках а и b присоединяются плечи вибратора. Как известно, продольные щели в оболочке кабеля, в кото- ром распространяется волна типа Т, не пересекают линии тока проводимости на внутренней поверхности оболочки и поэтому не возбуждаются. При наличии короткозамыкателя К ток, про- текающий по нему, возбуждает в кабеле отраженные волны высших типов, в первую очередь волну типа Z/ц коаксиальной линии. Поскольку размеры кабеля ниже критических для этого типа волны, то она не распространяется. Однако поперечные токи, наводимые этой волной на внутренней поверхности обо- лочки, возбуждают щели, причем напряжения в щелях (7Щ син- фазны (см. рис. 7.8). Двухпроводная линия, образованная двумя частями разрезанной оболочки, возбуждается в режиме 7-волн. Соответственно плечи вибратора возбуждаются синфазно с рав- ной амплитудой при любой длине щелей, т. е. устройство может работать в диапазоне частот. Однако иаялучшее согласование вибратора с питающей линией (при равенстве входного сопро- тивления вибратора 7?вх волновому сопротивлению кабеля №) происходит при длине щелей, равной 1/4, при этом входное сопротивление двухпроводной линии (замкнутой на конце, т. е. в точке с) очень велико и не шунтирует вибратор. Если то применяют четвертьволновый согласующий трансформатор с волновым сопротивлением V^bxIV', причем реализуют транс- форматор обычно соответствующим изменением диаметра внут- реннего проводника коаксиального кабеля на длине 1/4 вблизи точек питания. В диапазоне УКВ для питания симметричных вибраторов так- же широко используются устройства с симметрирующей при- ставкой (рис. 7.9,а). Здесь рядом с коаксиальной линией парал- лельно ей помещается специальный проводник, имеющий такие же внешние размеры, что и кабель. С этим проводником со- единяется внутренний проводник питающей линии. Для вырав- нивания токов /"| и /"2, ответвляющихся как с внутреннего про- водника кабеля, так и с внутренней поверхности его оболочки, 143
Рис. 7.9 оболочка кабеля соединяется с дополнительным проводником короткозамыкателем К. В результате равными получаются и токи l'i и Г2, возбуждающие плечи вибратора. Внешняя поверхность оболочки кабеля и проводник, по которым протекают токи 7"i и /"2, можно рассматривать как двухпроводную лннню с вол- новым сопротивлением U7K,3. Так как направление токов Г\ и Г2 противоположно, то они практически не излучают. Экви- валентная схема устройства приведена на рис. 7.9,6. При длине линии /=1/4 входное сопротивление ее очень велико и не шун- тирует вибратор, т. е. линия выполняет роль металлического изолятора, к которому крепят плечи вибратора. Если входное сопротивление вибратора /?пх равняется волновому сопротивле- нию W коаксиальной линии, то схема оказывается согласованной (прн можно использовать четвертьволновый трансформа- тор, размещаемый в основном кабеле вблизи точек питания). При изменении частоты симметрирование остается, но согласо- вание ухудшается из-за шунтирующего действия короткозамкну- той линии и изменения входного сопротивления вибратора. Для широкополосных вибраторов, входное сопротивление ко- торых чисто активное и мало меняется с изменением частоты, Рис. 7.10 144
можно осуществить одновременно в симметрирование, н согла- сование в широкой полосе частот с помощью другого варианта схемы (на рис. 7.10,а). Здесь дополнительный проводник выпол- нен в виде разомкнутого на конце коаксиального шлейфа, вол- новое сопротивление которого обозначим W'x.x. Для согласования предусмотрен четвертьволновый трансформатор с волновым со- противлением №’Тр=уЯВх№', реализованный изменением диаметра внутреннего проводника питающей коаксиальной линии. Эквива- лентная схема устройства показана на рис. 7.10,6. На централь- ной частоте (Хср=4/) входное сопротивление разомкнутого шлей- фа близко к нулю, короткозамкнутого отрезка двухпроводной линии —очень велико и вибратор полностью согласован с фи- дером. Прн изменении частоты изменения входного сопротивления шлейфа и линии в значительной степени компенсируют друг друга, в результате чего согласование сохраняется. Выбор ве- личин W'k.s и 1Гх.х зависит от соотношения 7?Вх и W, а также от требуемого диапазона частот и допустимого значения минималь- ною КБВ. Разумеется, степень согласования зависит от диапа- зонных свойств самого вибратора. В заключение отметим, что рассмотренные устройства при- менимы не только для питания симметричных вибраторов с по- мощью коаксиальных линий, но и для питания других типов антенн с симметричным входом. 7.4. БИКОНИЧЕСКИЕ ВИБРАТОРЫ В отличие от вибраторных антенн обычной цилиндрической формы, погонная емкость и соответственно волновое сопротивле- ние которых непостоянны по длине (см. § 2.1), биконические виб- раторы (рис. 7.11,а) характеризуются постоянными по длине зна- чениями указанных параметров. Соответственно биконус бесконеч- ной длины можно рассматривать как однородную линию, вдоль которой без отражения распространяется поперечная электромаг- нитная волна (типа Т). Входное сопротивление такой бикоииче- ской линии постоянно и равно ее волновому сопротивлению W. Прн конечной длине конусов распространяющиеся вдоль них вол- ны частично излучаются через поверхность S (апертура вибрато- ра, рис. 7.11,а), а частично отражаются к вершинам конусов. Вход- ное сопротивление такой антенны можно рассчитать с помощью эквивалентной схемы (рис. 7.11,6), где линия длиной I (равная длине конусов) с волновым сопротивлением 1F= 120 In ctg(60/2), где Оо — половина угла при вершине конуса, нагружена иа сопро- тивление Zt=/?f+iXf. Нагрузочное сопротивление Zit величина ко- торого зависит от длины конусов I и угла 60, учитывает явления, связанные с конечной длиной конусов. Графики Rt и Xt для кону- gr^^^coB с углом 60, близким к 30°, показаны иа рис. 7.12 [3]. Реактив- I "10—6464 145
Рис. 7.11 ное сопротивление Xt является емкостным, монотонно убывающим (по модулю) с ростом частоты. Входное сопротивление биконической антенны при малых зна- чениях угла 0о, как и для топких цилиндрических антенн, резко за- висит от частоты. При увеличении ©о зависимость от частоты сгла- живаетси, активное сопротивление при увеличении kl колеблется вокруг величины, равной U7, реактивное сопротивление колеблется относительно пулевого значения. Зависимость /?вх и Хвх от часто- ты для антенны с углом 6о=ЗО° приведена на рис. 7.13. Подобный характер ZBX позволяет добиться удовлетворительного согласова- ния биконической антенны с питающим фидером практически в полубесконечной полосе частот, начиная с некоторой граничной частоты f=fw Улучшить степень согласования и снизить frp (что эквивалент- но уменьшению длины антенны I при данной частоте f) можно, применяя согласующие устройства типа шунтов, расположенных непосредственно в апертуре вибратора (рис. 7.14). Подобные шун- ты эквивалентны индуктивным штырям в регулярных линиях пе- редачи, например в Прямоугольном волноводе, однако помимо ре- Рис. 7.12 Рис. 7.13 146
активности вносят некоторое активное сопротивление за счет из- лучения протекающих по ним токов. Сопротивление ZLII, вносимое шунтами, на эквивалентной схеме, приведенной на рис. 7.11, мож- но изобразить подключенным параллельно сопротивлению Z/. Ве- личина Zm зависит в основном от длины вибратора, угла 60 и в меньшей степени — от толщины шунтов, причем реактивная со- ставляющая проводимости шунтов изменяется от часто- ты подобно реактивной составляющей проводимости Yt = llZj. но с обратным знаком [3]. Подбирая параметры индуктивных шун- тов, в том числе их количество (обычно 2...3), добиваются в ши- рокой полосе частот существенной компенсации реактивной состав- ляющей Yt в апертуре вибратора и выполнения условия ^1/W, соответствующего условию согласования, при сравнитель- но малой длине вибраторов на нижней частоте диапазона. Биконические антеины весьма широкополосны не только по входному сопротивлению, но и по направленным свойствам. Мак- симум ДН биконических аитенн с углом 0о=30...60° ориентиро- ван в направлении, перпендикулярном оси антеины, вплоть до значений //Х= 1,25... 1,5. Нулевые провалы в ДН при этом имеют место только в направлении оси вибраторов. Наличие согласую- щих шунтов приводит к неравномерности ДН в плоскости, нор- мальной к оси антенны. Это можно использовать для создания од- нонаправленного излучения в указанной плоскости соответствую- щим расположением шунтов. Весьма широкополосными являются также плоские вибраторы с плечами треугольной формы. При бесконечной длине каждого плеча входное сопротивление не зависит от частоты и равно вол- новому сопротивлению W. Зависимость № от угла 60 (где 0О — по- ловина угла при вершине вблизи точек питания) приведена на рис. 7.15. Подобные антенны можно одновременно рассматривать и как плоский вибратор со входным сопротивлением Z], и как ще- ""Чо* 147
Рис. 7.16 L Q) б) левой излучатель, вырезанный в бесконечной металлической плос- кости и обладающий таким же сопротивлением Z>, поскольку это одна и та же антенна. Сопротивление щелевого излучателя со- гласно (2.47) связано с сопротивлением Z2 металлического анало- га щели (т. е. металлического вибратора таких же размеров, как и щель) соотношением Z1Z2=(60n)2. (7.1) При 6о=45° антенна удовлетворяет принципу самодополнительно- сти, т. е. металлический аналог щели соответствует плоскому виб- ратору (с точностью до поворота на 90°). В этом случае Z2—Zlt соответственно из (7.1) получаем Z|=ZHX=60n« 188 Ом. Реально антенну с плоскими плечами выполняют по схеме, изо- браженной на рис. 7.16,а. Металлические шунты, замыкающие края вибратора, играют такую же роль, как в рассмотренной вы- ше схеме биконической антенны. Угол 60 выбирается в пределах 35 ...50°, в зависимости от волнового сопротивления питающего фидера. Подобные антенны работают практически в полубеско- нечной полосе частот, однако их длина L (рис. 7.16,а), необходи- мая для удовлетворительного согласования на граничной частоте, несколько превышает длину биконических антенн (0,ЗА™сх и 0,2Хтпах- соответственно). Для уменьшения длины плоских вибрато- ров без ухудшения уровня согласования подключение шунтов можно выполнять по схеме, изображенной на рис. 7.16,6. Роль до- полнительного согласующего элемента здесь играет емкостное со- противление, значение которого определяется зазором между тор- цами вибратора и металлической перемычкой, соединяющей шун- ты, и поперечными размерами перемычки. 7.5. НЕСИММЕТРИЧНЫЕ ВИБРАТОРЫ Любую из рассмотренных выше симметричных вибраторных антенн можно превратить в несимметричную, если использовать только одно плечо вибратора, располагая его перпендикулярно 148
Рис. 7.17 с проводящей плоскости. В качестве проводящей плоскости может быть использован, например, металлический корпус автомобиля, самолета, корабля или специальный экран. Возбуждение осу- ществляется обычно с помощью коаксиального кабеля. Рассмотрим некоторые варианты несимметричных антенн. Про- стейшая несимметричная вибраторная антенна (штыревая антен- на) представлена на рис. 7.17,а. Высота антенны выбирается око- ло четверти длины волны. При плоском экране входное сопротив- ление несимметричного вибратора приближенно соответствует по- ловине входного сопротивления соответствующего симметричного вибратора (см. § 3.5.3), причем тем точнее, чем больше размеры экрана. Так, для экрана диаметром £)=10Л. погрешность составля- ет не более 1 Ом. Влияние конечных размеров экрана на ДН ска- зывается на отклонении максимума излучения вверх от плоскости экрана, соответственно интенсивность излучения вдоль экрана уменьшается. На рис. 7.17,6 изображен вариант несимметричного петлевого вибратора, снабженного перемычкой для настройки. Преимущест- вом антенны в конструктивном отношении является возможность непосредственного крепления ее к экрану. Вариант этой же ан- тенны, показанный на рис. 7.17,в, позволяет увеличить действую- щую высоту антеииы при малых вертикальных размерах (см. п. 3.5.3). На рис. 1.17,а приведена схема шунтового питания не- симметричного вибратора, позволяющая изменением точки под- ключения центрального проводника питающего кабеля осущест- вить согласование антенны. При высоте антенны около Х/4 она обладает чисто активным входным сопротивлением, поскольку ре- активные сопротивления верхней (Ьс) и нижней (ab) частей ан- тенны компенсируют друг друга. На рис. 7.17,6 показан вариант антенны с верхним питанием, обладающей расширенной полосой 149
пропускания. В несимметричном варианте используются также широкополосные конические вибраторы, в частности плоские виб- раторы, построенные по принципу самодополнительности (рнс. 7.17,е). В отдельных случаях экран антенны может быть выполнен в виде системы радиальных штырей (рис. 7.18). В диапазоне УКВ широко применяются также диско-конусные антенны, представляющие собой конический излучатель с экраном малого радиуса (диском). Питание к антенне подводится коакси- альным кабелем со стороны конуса, причем центральный провод- ник подсоединяется к диску, а оболочка — к конусу (рис. 7.19). Угол 2ф выбирается равным 30...60°. Антенна работает в широ- ком диапазоне частот, причем на нижней частоте диапазона дли- на образующей конуса должна быть несколько больше четверти длины волны. Диаметр диска d«0,7D, где D — диаметр основания конуса. Диаграмма направленности имеет ненаправленную форму в горизонтальной плоскости, в вертикальной — максимум излуче- ния отклоняется в сторону конуса, причем тем сильнее, чем выше частота колебаний. 7.6. АКТИВНЫЕ ВИБРАТОРНЫЕ АНТЕННЫ Важной задачей прн разработке практических конструкций вибраторных антенн является уменьшение их размеров. Известно, что КНД слабонаправленных антеин достаточно малых размеров почти не уменьшается при их дальнейшем уменьшении (так, КНД симметричного вибратора при уменьшении длины плеча от /= =0,25Х почти до нуля изменяется от 1,64 до 1,5). Однако при уменьшении длины обычного вибратора резко уменьшается актив- ная и увеличивается реактивная составляющие его входного со- противления, что ведет к сужению полосы пропускаемых частот и к уменьшению КПД. Попытка согласовать такую антенну с фиде- ром или со входом приемника с помощью пассивного четырехпо- 150
Рис. 7.20 люсника из реактивных элементов не дает требуемых результатов даже в весьма узкой полосе частот. Решение задачи расширении полосы рабочих частот малогаба- ритной антенны может быть осуществлено с помощью активных антенн, т. е. излучателей с встроенными непосредственно в них ак- тивными полупроводниковыми приборами. Подобные антенны обычно применяются в приемном режиме. Рассмотрим в качестве примера несимметричный вибратор (рис. 7.20,а), на входе которого подключен широкополосный тран- зисторный усилитель, собранный по схеме с общим коллектором (цепи питания транзистора на рисунке не показаны). Эквивалент- ная схема устройства приведена на рис. 7.20,6. При длине плеча вибратора /<0,25Хтшп значение ЭДС &=1ЛЕ (где Е — напряжен- ность внешнего поля) практически не меняется при изменении ча- стоты колебаний из-за постоянства действующей длины 1Д (см. § 1.2). В отличие от обычного принятого в пассивных приемных антеннах (см. § 6.2) режима комплексно-сопряженного согласова- ния входного сопротивления антенны Znx и входного сопротивле- ния усилителя 7^ил (ZBX =2^нл), в данной схеме выбирается ре- жим | Z£HJ1 | > ] |. Такой рассогласованный режим обеспечива- ет практически неизменное значение напряжения на входе усили- теля, несмотря на изменение входного сопротивления антенны в процессе работы [11]. Соответственно обеспечивается частотная независимость напряжения иа нагрузке усилителя, если коэффи- циент передачи по напряжению при изменении частоты остается постоянным. Поскольку указанное свойство сохраняется независи- мо от изменения ZBK, то диаметр вибратора можно выбирать толь- ко из конструктивных соображений и, в частности, делать его ма- лым. Длину плеча вибратора также можно уменьшить до требуе- мых, достаточно малых размеров. При этом уменьшение ЭДС, на- водимой полем падающей волны, может быть скомпенсировано за счет усилителя. 151
Естественно, что введение усилительного каскада в антениу приводит к увеличению тепловых внутренних шумов, однако в низ- кочастотном диапазоне УКВ (до 30...50 МГц), где существуют большие уровни внешних шумов и соответственно не предъявля- ют особых требований к уровню внутренних шумов, это вполне до- пустимо. Подобные устройства применяют обычно в качестве ав- томобильных и телевизионных антенн. Включение активных элементов в антенну позволяет кроме уменьшения размеров и расширения полосы частот обеспечить электрическое управление распределением тока на антенне, по- ляризационными характеристиками антенны и пр. Активные антенны в общем случае представляют собой невза- имные устройства. Малогабаритные передающие антенны исследо- ваны менее, чем приемные. Основным преимуществом здесь явля- ется повышение КПД за счет уменьшения потерь, вносимых пита- ющим фидером. Серьезным препятствием пока оказывается проблема уменьшения излучения на гармониках вследствие нели- нейности транзистора, что ограничивает предельную широкополос- ность. 7.7. ЩЕЛЕВЫЕ РЕЗОНАТОРНЫЕ АНТЕННЫ Щелевые антенны, в отличие от вибраторных, являются невы- ступающимн антеннами, поэтому не нарушают аэродинамику объ- ектов, на которых они установлены. Подобное преимущество обу- словливает, в частности, широкое применение их на самолетах, ракетах и других передвижных объектах. Однако, поскольку про- резание щели в корпусе объекта ослабляет прочность конструк- ции, щелевые антенны (обычной конструкции) используются глав- ным образом в дециметровом и санти- Рис. 7.21 152 метровом диапазонах волн, где их дли- на, равная обычно Х/,2, невелика. Для создания однонаправленного из- лучения щель снабжается резонатором, например, волноводного типа (рис. 7.21). Длина резонатора для устранения шун- тирования щели выбирается равной 1в/4, где соответствует длине волны Ню в прямоугольном волноводе с раз- мерами оХ^ (рис. 7.21). Упрощенно резонатор можно представить в виде за- короченной на конце двухпроводной ли- нии, которая при длине Хв/4 обладает бесконечным входным сопротивлением. Щель возбуждается коаксиальным кабе- лем. Для лучшего согласования щели (входное сопротивление которой при дли- З’ЧГЗ
Рис. 7.22 не, равной 1/2, составляет примерно 1000 Ом) точки питания целе- сообразно располагать не в центре щели, а ближе к одному из ее концов. Металлические поверхности, в которых прорезаны щели, име- ют ограниченные размеры, поэтому в общем случае формулы, по- лученные для расчета ДН на основе принципа двойственности (см. § 2.6), не применимы. В плоскости Н (параллельной оси щели) ДН мало зависит от размеров экрана (так как щель не излучает вдоль оси) и в первом приближении остается такой же, как для беско- нечного экрана. Сказанное относится и к щелевым антеннам на металлических поверхностях другой формы. Для расчета ДН в плоскости Е необходимо использовать строгие методы, основан- ные на решении соответствующих задач дифракции [6]. Влияние размеров плоского экрана на ДН в плоскости Е иллюстрируется на рис. 7.22 (здесь же штриховой линией приведена ДН для бес- конечного экра на). Глава 8. АНТЕННЫ ПОПЕРЕЧНОГО И ОСЕВОГО ИЗЛУЧЕНИЙ УКВ ДИАПАЗОНА 8.1. СИНФАЗНЫЕ ВИБРАТОРНЫЕ АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ Общая теория синфазных решеток была рассмотрена в гл. 4. Здесь рассматривается устройство синфазных вибраторных антенн, при- меняемых для создания направленного излучения в метровом и де- циметровом диапазонах волн. Антенны состоят из вибраторов, располагаемых в несколько этажей с расстоянием между этажами 1/2. Существует несколько модификаций схем питания вибраторов. Наиболее простой являет- ся схема, изображенная на рис. 8.1,а. Вибраторы, размещаемые • 153
Рис. 8.1 друг под другом, подсоединяются к вертикальной двухпроводной линии. Поскольку фаза напряжения в точках лнннн, удаленных друг от друга на Z/2, меняется на 180°, для обеспечения сиифаз- ности питания вибраторов провода фидера перекрещиваются. Входное сопротивление каждого вибратора определяется как сумма собствеииого и наведенных сопротивлений по формуле, ана- логичной (3.19). Поскольку вибраторы подсоединяются к фидеру через Х/2, их входные сопротивления пересчитываются к началу линии так, что оказываются включенными параллельно. Для того чтобы результирующее активное сопротивление было соизмеримо с волновым сопротивлением фидера (реактивная компонента со- противления устраняется благодаря настройке вибраторов в ре- зонанс), необходимо большое входное сопротивление вибраторов. Это достигается выбором длины плеча вибраторов, близкой к Х./2, при которой собственное входное сопротивление вибраторов весьма значительно (см. § 2.5). Распределение амплитуд токов, возбуждающих вибраторы, в схеме, изображенной на рис. 8.1,а, получается равномерным. Неравномерное амплитудное распреде- ление (для уменьшения уровня боковых лепестков) в горизон- тальной плоскости может быть создано подбором волновых сопро- тивлений параллельно включенных фидеров. Переход от двухпро- водной линии к коаксиальному кабелю на выходе антенны осуществляется с помощью одной из схем симметрирующих уст- ройств (см. § 7.3). Недостатком описанной схемы является ее узиополосность, по- скольку синфазность питания резко нарушается при отходе рабо- чей частоты от расчетной. Значительно более широкополосной яв- ляется схема, изображенная иа рис. 8.1,6. Синфазность питания 154
здесь достигается на любой частоте, поскольку расстояния от вхо- да антенны до любого вибратора одинаковы. Число вибраторов в этаже должно быть равно 2П, где п=1, 2, 3,.... Аналогичное тре- бование предъявляется к числу этажей. Подобная схема питания значительно сложнее предыдущей, особенно при большом числе вибраторов. Удовлетворительные результаты могут быть достигнуты при использовании более простой комбинированной схемы питания (рис. 8.2), когда отдельные группы вибраторов, питаемые перекре- щивающимся фидером, параллельно соединяются между собой в средних точках. Максимальное излучение синфазной решетки вибраторов ори- ентировано нормально к плоскости расположения вибраторов, причем направленность излучения в плоскости Е (плоскости, па- раллельной осям вибраторов) определяется числом вибраторов в одном этаже, а в плоскости Н (плоскости, перпендикулярной осям вибраторов)—числом этажей. Однонаправленность излучения до- стигается применением апериодических рефлекторов, отстоящих от активного полотна на расстоянии примерно Л/4. Рефлектор в диапазоне УКВ выполняется обычно либо сплошным, либо из про- водов, параллельных вибраторам и натянутых иа жесткой раме. Вибраторы крепятся к экрану (рис. 8.3) с помощью металличе- ских стержней, подсоединяемых к середине плеч вибраторов (в точке узла напряжения) и не оказывающих поэтому влияния на их работу. Описанные принципы построения синфазных вибраторных ан- тенн используются и в декаметровом диапазоне волн (см. § 12.3). Формулы для расчета множителя системы синфазной вибра- торной решетки приведены в п. 4.3.2. 155
8.2. МНОГОЩЕЛЕВЫЕ ВОЛНОВОДНЫЕ АНТЕННЫ В диапазоне сантиметровых и миллиметровых волн для полу- чения узких ДН3 максимум которых ориентирован по нормали к антенне или отклонен от нее на некоторый угол, широко исполь- зуются многощелевые волноводные антенны. Обычно применяют- ся щели, прорезанные в узкой или широкой стенке прямоугольно- го волновода, работающего в режиме волны Яю, и возбуждаемые токами, текущими иа внутренней поверхности стенок волновода. Картина линий тока в фиксированный момент времени показана на рис. 8.4. Эпюры составляющих плотности тока приведены иа рис. 8.5, здесь же указаны направления этих токов. Если щель, прорезанная в стенке волновода, пересекает линии плотности поверхностного тока, то последний переходит в ток сме- щения, текущий перпендикулярно краям щели; между краями ще- ли создается разность потенциалов. Подобная щель вызывает из- лучение электромагнитной энергии в окружающее пространство. Если узкая щель не пересекает линии плотности поверхностного тока, то она не возбуждается и соответственно не излучает. Следовательно, продольная щель на узкой стенке волновода (см. рис. 8.4) вызывает излучение независимо от ее положения. На широкой стенке волновода интенсивность возбуждения про- дольной щели зависит от ее положения. Максимальная интенсив- ность получается при расположении щели вблизи края стенки; при расположении продольной щели в середине широкой стенки она не излучает, так как плотность поперечного тока 7Ж здесь равна нулю (см. рис. 8.5). Поперечная щель па узкой стенке не излучает; интенсивность излучения поперечной щели на широкой стенке уменьшается при смещении центра щели относительно середины. Наклонные излучающие щели можно прорезать как на узкой, так Рис. 8.4 и на широкой стенке. Интен- сивность возбуждения таких щелей можно регулировать изменением угла наклона. Щель, прорезанная в стен- ке волновода, представляет для последнего некоторую на- грузку и влияет на режим его работы. Часть энергии, иду- щей по волноводу, излучается щелью, часть — отражается от нее, как от всякой неоднород- ности, и направляется обратно к генератору, часть — прохо- дит дальше. Влияние щели на 156
Рис. 8.5 эквивалентных схемах в простейших случаях продольной или по- перечной щели учитывается включением в длинную линию, экви- валентную волноводу [4], последовательного или параллельного сопротивлений. Электродинамический анализ показывает, что поперечная щель имеет схему замещения в виде последовательно включенного со- противления Z=R-}-iX (рис. 8.6,а), причем при настройке щели в резонанс (некотором изменении длины щели по сравнению с Z/2) реактивное сопротивление Х=0, а величина R'=RIW, где №— волновое сопротивление эквивалентной линии определяется как [12] R’ = 0,523 ———cos2 (cos2 (—), (8.1) ab \ а / \ 4а ) причем а и Ь— размеры поперечного сечения волновода (см. рис. 8.4); Xi — смещение центра щели относительно средней линии. Продольная щель на эквивалентной схеме (рис. 8.6,6) изобража- ется как параллельно подключенная проводимость У=6+Ш» при- чем при резонансе В=0, а нормированная активная составляю- щая проводимости [12] G' = 2-09fTsin,(-^)cos4^)- (8-2) Ширина щели независимо от ее расположения выбирается исхо- дя из условия обеспечения необходимой электрической прочности и требуемой полосы рабочих частот. Одним из возможных вариантов построения многощелевой вол- новодной антенны является антенна с нерезонансным возбуждени- ем щелей, прорезанных в стенках волновода, нагруженного на со- гласованную нагрузку. В схемах с прямофазной связью щелей с волноводом, изображенной, например, на рис. 8.7,а, когда фазы возбуждения щелей совпадают с фазой бегущей волны в точках размещения щелей, фаза каждой последующей щели запаздывает относительно предыдущей на величину ф=2л^/Хв, где d— рассто- яние между центрами щелей. Максимум излучения при этом от- клоняется от нормали к оси волновода на угол 0rJI=arcsin(i>/^rf) =arcsin(X/XB), (8.3) S=e. направление максимума излучения не зависит от шага d. 157
Рис. 8.6 Рис. 8.7 При использовании стандартных волноводов ХВ«1,4Х, соответст- венно угол 6гл~60°. Во избежание вторичных главных максиму- мов шаг d не должен превышать значение, определяемое (4.38). Для уменьшения ф и соответствующего уменьшения 0ГЛ исполь- зуются схемы с переменно-фазной связью, при которой ф= = 2ш//1в+л. Дополнительный сдвиг, равный л, достигается, на- пример, за счет шахматного расположения продольных щелей на широкой стенке волновода (рис. 8.7,6), возбуждаемых поперечны- ми токами, текущими в разные стороны от оси волновода (см. рис. 8.5). Аналогичного эффекта можно достичь, прорезая наклонные щели на узкой стенке волновода с переменным углом наклона (рис. 8.7,в). Излучение таких щелей определяется в основном со- ставляющей вектора £, параллельной оси волновода. В нерезонансных переменно-фазных антеннах с продольными щелями шаг решетки выбирается отличным от ZB/2 (обычно d— — 0,25... 0,8Х). При этом отражения от отдельных щелей взаимно компенсируют друг друга. Антенна оказывается хорошо согласо- ванной с питающим волноводом, в котором устанавливается ре- жим бегущей волны. Кроме того, можно считать, особенно при большом числе щелей (АГ^15), что режим, близкий к бегущей волне, устанавливается по всей длине антенны. При одинаковом смещении щелей относительно средней линии или одинаковом значении угла наклона щелей у (см. рис. 8.7) наблюдается ослаб- ление интенсивности возбуждения щелей по мере их приближения к нагрузке. Это объясняется постепенным уменьшением мощности, бегущей по волноводу, из-за излучения ее щелями («вытекания» энергии). Мощность, поглощаемая в согласованной нагрузке, со- ставляет 5... 10% (КПД т]=0,9...0,95). Равноамплитулное воз- 158
Суждение щелей можно реализовать, постепенно увеличивая рас- стояние между продольными щелями н средней линией илн уве- личивая угол у по мере приближения к нагрузке. Методика расче- I та положения щелей при заданном амплитудном законе возбуж- дения и КПД приведена в [12]. Диаграмма направленности многощелевой антеины в плоско- сти, проходящей через ось волновода, определяется как произве- дение fofc, где fc — ДН одной щели с односторонним излучением может быть рассчитана по формулам для бесконечного экрана (см. § 2.6), а множитель системы fc зависит от амплитудного и фа- зового распределений вдоль антенны (см. гл. 4). При d>lB/2 мак- симум излучения отклонен от нормали к оси антенны в сторону согласованной нагрузки, при d<XB/2 —в сторону генератора. Ди- аграмма направленности в плоскости, перпендикулярной оси вол- новода, определяется только направленными свойствами одной щели, приближенно так же, как для плоского экрана конечных размеров (см. § 7.7). При изменении частоты генератора изменяется величина ф и, следовательно, в соответствии с (8.3) изменяется угол 6ГЛ. Это об- стоятельство используется при создании антенн с частотным ска- нированием. Для повышения углочастотной зависимости, т. е. ско- рости изменения 0ГЛ при изменении частоты генератора, использу- ются либо волноводы змейкообразной формы, либо специальные волноводы с повышенной дисперсией. Основным недостатком не- резонансных антенн является «эффект нормали», заключающийся в резком рассогласовании антенны с питающим волноводом на частоте, при которой шаг решетки d становится равным Хв/2 и из- лучение должно быть направлено по нормали к аитение. При та- ком шаге отражения от отдельных щелей уже не компенсируют друг друга, а, напротив, складываются синфазно, что приводит к почти полному отражению энергии от входа антеины. Для формирования максимума излучения по нормали к оси антенны используются резонансные антенны, например, на основе продольных щелей, размещаемых в шахматном порядке на широ- кой стенке волновода (рис. 8.8,а). Щели располагаются на рассто- янии Хв/2, что обеспечивает синфазность нх возбуждения. Для уст- ранения рассогласования, обусловленного синфазным сложением отражений от отдельных щелей, антенны снабжают короткозамк- нутым поршнем. Для максимальной интенсивности возбуждения продольных щелей необходимо, чтобы расстояние от поршня до центра край- ней щели составляло Хв/4, при этом щель попадает в пучность по- перечной составляющей поверхностного тока (рис. 8.8,с). Эквива- лентная схема подобной антеины приведена на рис. 8.8,6. При одинаковом смещении всех щелей относительно средней линии вол- повода эквивалентные проводимости всех щелей, определяемые fe^SgJ^2)’ равны. Поскольку напряжения в точках, отстоящих вдоль 159
a) 4ЙУ40У о г Ц) 51 й Ф ) 0е’ О6' Рис. 8.8 лепестков, удаления смещений длинной линии на Хв/2, равны по амплитуде, все щели возбуждаются с одинаковой интенсивностью. Сум- марная входная проводимость ан- тенны из W щелей GbK'=NG't где G' — эквивалентная проводимость одной щели. Для согласования не- обходимо, чтобы G'BX=1, тогда G'=l/N. Последнее условие реа- лизуется соответствующим выбо- ром смещения щелн лсь Для реали- зации неравноамплитудного воз- буждения, например спадающего к краям для уменьшения уровня необходимо смещение щелей уменьшить их от середины антенны. Абсолютное определяется из условия согласования, законе распределения амплитуд возбужде- , отсчитываемый от начала антенны боковых по мере значение причем при заданном : иия fn(z) (п — номер щели, вдоль оси волновода z) значение нормированной проводимости и-й щели должно соответствовать /J /Л*)- (8.4) Практически удовлетворительное согласование получается только в очень узкой полосе частот, что является основным недо- статком резонансных антенн. Рассмотренные выше нерезонансные волноводно-щелевые ан- тенны представляют собой один из вариантов антенн вытекающей волны. Антенны этого типа реализуются внесением различных из- лучающих неоднородностей в линию передачи энергии, вызываю- щих «вытекание» части энергии, переносимой в данной линии. Не- однородности могут быть выполнены в виде щелей, отверстий, ре- шетки из металлических полосок или непрерывной узкой щели, прорезанной, например, в боковой стенке прямоугольного волно- вода. Распределение амплитуд в антенне вытекающей волны за- висит в основном от размеров щелей и отверстий и расстояний между ними. Фазовое распределение в антенне соответствует за- кону бегущей волны и определяется главным образом фазовой ско- ростью в невозмущеиной линии передачи; следовательно, направ- ление максимального излучения определяется в соответствии с (8.3). В практических конструкциях 1O°<0„<85°. Амплитудное и фазовое распределения могут регулироваться почти независимо друг от друга, особенно для длинных антенн, что позволяет реа- лизовать широкий класс ДН. 160
8.3. АНТЕННЫ В ПЕЧАТНОМ ИСПОЛНЕНИИ Применение в диапазоне УКВ наряду с двухпроводными коак- сиальными линиями и волноводами полосковых линий передачи привело к созданию специальных полосковых аитенн, выполняе- мых методом печатных схем. Основным преимуществом подобных аитенн на дециметровых и сантиметровых волнах являются малая масса, простота конструкции, высокая точность изготовления, воз- можность создания невыступающих конструкций. Полосковые из- лучатели особенно удобны в качестве элементов антенных реше- ток, причем использование печатной технологии существенно уп- рощает реализацию разветвленной схемы питания элементов. Существует большое число разновидностей печатных антенн [13]. К простейшим излучателям в печатном исполнении относят плоские симметричные вибраторы различной конфигурации, рас- положенные на диэлектрической подложке параллельно проводя- щему экрану. Параметры диэлектрического слоя (его толщина и диэлектрическая проницаемость) влияют иа резонансную длину плеч вибраторов. Используют также печатные излучатели резонаторного типа, представляющие собой диск, расположенный над металлическим экраном на диэлектрической подложке и возбуждаемый коакси- альной линией или полосковой линией с противоположной сторо- ны экрана (рис. 8.9,а). Вектор электрического поля Е между дис- ком и экраном имеет в основном составляющую, нормальную к экрану. Поле, создаваемое антенной, можно рассматривать как из- Рис. 8.9 161 Г-6464
лучение кольцевого магнитного тока, протекающего в щели меж- ду краем диска и экраном перпендикулярно линиям электрическо- го поля. Плотность магнитного тока определяется известным соотношением JM=—[п0Е], где п0 — внешняя нормаль к щели. При симметричном возбуждении диска распределение поля в ще- ли и соответственно магнитного тока не имеют вариаций по углу. При этом излучение диаметрально противоположных участков ан- тенны в дальней зоне в направлении оси компенсирует друг дру- га, т. е. ДН имеет нуль вдоль нормали к экрану. Для создания из- лучения в этом направлении антенну возбуждают двумя штырями в противофазе (рис. 8.9,6). В результате поле в щели имеет вари- ацию по углу, соответственно максимум ДН ориентирован по нор- мали к экрану. Использование двух пар штырей, расположенных в перпендикулярных плоскостях и возбуждаемых со сдвигом фаз в 90°, позволяет получить круговую поляризацию поля излучения. Другим примером печатного излучателя резонансного типа является антенна, изображенная на рис. 8.10. Антенна возбужда ется несимметричной полосковой линией, расположенной с той же стороны экрана, что и антенна. Излучение формируется в основ- ном двумя щелями I н II, образованными краями излучателя и экраном. Фаза напряженности электрического поля в этих щелях отличается на л, так как щели расположены друг от друга на рас- стоянии Хв/2, где — длина волны в диэлектрике. Поскольку на- правления нормалей п0 к обеим щелям отличаются иа 180°, то маг- нитные токи оказываются синфазными и формируют максимум из- лучения вдоль нормали к экрану. Возбуждение синфазных решеток из печатных излучателей может осуществляться аналогично схемам, изображенным на рис. 8.1, 8.2. Для реализации на полосковых линиях передачи особенно удобны схемы разветвленного типа (соответствующие схеме, изо- браженной на рис. 8.1,6), обладающие максимальной широкопо- лосностью. В зависимости от типа излучателя полосковые схемы питания могут располагаться с обратной или лицевой стороны от экрана. Многоэлементная антенна с нормальным излучением в печат- ном исполнении может быть построена по схеме, изображенной на Л/2 Л/2 Рис. 8.10 Рис. 8.11 162
Рис. 8.13 Рис. 8.12 рнс. 8.11 и являющейся аналогом известной антенны Франклина, первоначально использовавшейся в диапазоне только декаметро- вых волн. Антенна состоит из нескольких печатных полуволновых вибраторов 1 Питание подводится к средним точкам одного из вибраторов. Остальные вибраторы возбуждаются через четверть- волновые короткозамкнутые шлейфы 2. Распределение тока в виб- раторах и шлейфах показано штриховой линией на рис. 8.11. Все вибраторы возбуждаются синфазно, поскольку противофазные участки тока приходятся на шлейфы, которые ие излучают, так как токи в соседних проводах направлены в противоположные сторо- ны. На расчетной частоте максимум излучения ориентирован по нормали к экрану. Система питания является узкополосной. Ис- пользуются также схемы питания, в которых вместо шлейфов вве- дена емкостная связь между торцами соседних плоских вибра- торов. На основе полосковых линий передачи могут быть построены синфазные решетки из щелевых излучателей. Щели прорезаются в одной из подложек симметричной полосковой линии (рис. 8.12) и возбуждаются токами, протекающими по внутренней поверхно- сти этой подложки. Из-за иеснмметрии, вызванной наличием ще- лей, в линии могут возникнуть высшие типы волн; нх подавляют с помощью металлических стержней (рис. 8.12). Прн малом числе щелей могут быть использованы схемы питания, приведенные на рис. 8.13. Антенные решетки в печатном исполнении могут быть исполь- зованы в надувных антеннах. Такая антенна представляет собой воздушный шар нз мягкой полимерной пленки. Внутри шара па расстоянии примерно Х/4 друг от друга помещаются две пленоч- ные перегородки, на одну из которых печатным способом наносит- ся полосковая АР, а другая покрывается сплошной металлической *11* 163
пленкой н выполняет роль рефлектора. Основным недостатком ан- тенн в печатном исполнении является малая электрическая проч- ность. 8.4. ДИРЕКТОРНЫЕ АНТЕННЫ Директорные антенны (антенны типа «волновой канал») широ- ко используются на метровых и дециметровых волнах в качестве направленных антенн осевого излучения. Антенна состоит из одного активного и нескольких пассивных вибраторов, выполняющих функции рефлектора и директоров. Настройка пассивного вибратора в режим рефлектора достигается (см. § 3.3) его удлинением по сравнению с резонансной длиной (близкой к Х/2). Для работы в режиме директора пассивный виб- ратор должен быть короче резонансной длины. В конструкции» изображенной на рис. 8.14, функции рефлектора выполняет толь- ко один пассивный вибратор, так как прн установке дополнитель- ных вибраторов позади основного рефлектора они будут очень слабо возбуждаться. Иногда для уменьшения уровня излучения в заднем полупространстве используются дополнительные рефлекто- ры, расположенные над основным рефлектором и под ним. Число директоров может быть достаточно большим, поскольку каждый предыдущий директор направляет энергию в сторону последую- щего (отсюда название «волновой канал»), тем самым создавая благоприятные условия для возбуждения директоров. При надлежащей настройке антенны ток, наведенный в рефлек- торе, должен опережать по фазе ток в активном вибраторе. Токи в директорах должны отставать по фазе, причем тем сильнее, чем дальше отстоит директор от активного элемента. При этом макси- мум излучения направлен вдоль оси антенны (в сторону директо- ров). Фазовая скорость волны, распространяющейся в антенне» меньше скорости света (у=с/г>1), поэтому директорную антен- ну можно рассматривать как антенну бегущей волны с замедлен- ной фазовой скоростью (см. п. 4.3.4). Для повышения направленности антенны необходимо увеличи- вать ее общую длину. При этом оптимальная фазовая скорость согласно (4.55) должна увеличиваться, что достигается за счет уменьшения длины директоров и увеличения расстояния между ними. Однако по мере того, как y=c/v приближается к единице» возрастают требования к точности изготовления антенны, так как требуемое оптимальное замедление yopf=l-|-i/2£ все меньше от- личается от критического замедления укр=1+1/£, при котором излучение вдоль антенны вообще отсутствует (см. п. 4.3.4). Следу- ет учитывать также, что амплитудное распределение в директор- ной антенне в значительной степени отличается от равномерного, поэтому требуемое значение оптимального замедления несколько отличается от значения (4.55), особенно для коротких антенн. При заданной геометрии антенны, т. е. при известных длинах 164
Рис. 8.15 вибраторов и расстояниях между ними, амплитуды и фазы токов во всех вибраторах, необходимые для расчета ДН, можно найти на основании теории связанных вибраторов, решая систему урав- нений Кирхгофа (см. § 3.3) или используя обобщенный метод на- веденных ЭДС (см. § 3.4). При найденных токах множитель си- стемы fc рассчитывают по общей методике (см. § 4.2). Диаграмма антенны в плоскости Н соответствует множителю /с, а для расчета ДН в плоскости Е необходимо умножить fc на ДН одного вибра- тора в соответствующей плоскости (2.28). Гораздо более сложной задачей является задача синтеза ди- ректорной антенны, т. е. нахождение числа вибраторов и их рас- положения для реализации заданных электрических характери- стик антенны, например КНД. Общего метода решения задачи син- теза подобных антенн пока не существует. Обычно используют чиспенные методы оптимизации, реализуемые на ЭВМ [2]. В настоящее время разработано большое число различных кон- струкций директорных антенн УКВ диапазона [14]. Расстояние между активным вибратором и рефлектором обычно берется рав- ным (0,15... 0,25)7,. Первый директор отстоит из активного вибра- тора иа (0,1...0,35)7,. Такое же расстояние выбирается между ди- ректорами. Иногда для расширения диапазона рабочих частот первый директор устанавливают на малом расстоянии (0,057.) от активного вибратора. Длина активного вибратора выбирается из условия компенсации реактивной составляющей входного сопро- тивления (с учетом наведенных сопротивлений). Длина рефлекто- ра и директоров отличается от длины активного вибратора при- мерно на 5... 10% в сторону удлинения и укорочения соответствен- но. Для уменьшения боковых лепестков длины директоров умень- шают по мере их удаления от активного вибратора. Директорпую _ антенну можно выполнить также в печатном варианте. 165
- -1 i В качестве активного вибратора обычно । применяют петлевой вибратор. Это объ- - J ясняется тем, что за счет влияния пассив- Плоский ных вибраторов входное сопротивление ак- З'фан тивного вибратора в директорией антенне I । I 1 I I I I ill уменьшается. При использовании обычного I I I I I I I I q полуволнового активного вибратора его L______входное сопротивление в составе антенны ~ уменьшается до 20... 30 Ом, что затрудняет согласование антенны с питающей линией. Собственное входное сопротивление петле- । вого вибратора (около 300 Ом) в 4 раза больше, чем у обычного симметричного Рис 816 вибратора, поэтому даже под влиянием со- седних пассивных вибраторов оно остается достаточным для согласования. Кроме того, этот вибратор можно крепить в точке нулевого потенциала непосредственно к металли- ческому стержню (см. рис. 8.14). Пассивные вибраторы также крепятся (обычно привариваются) в средней точке к этому стерж- ню, что очень удобно в конструктивном отношении. Питается ан- тенна с помощью либо двухпроводной линии, либо коаксиального кабеля. В последнем случае необходимо использовать симметриру- ющие устройства, описанные в § 7.3. Недостатком антенны являет- ся ограниченность ее рабочего диапазона. При изменении длины волны расширяется главный лепесток, возрастает уровень боковых лепестков, увеличивается излучение в обратном направлении, на- рушается согласование антенны с питающим фидером. Антенна может использоваться .в полосе частот примерно 5... 15% от основ- ной частоты. Широкополосность антенны уменьшается с увеличе- нием ее длины и возрастает при увеличении числа директоров при постоянной длине антенны. Директорные антенны широко применяются в качестве прием- ных телевизионных антенн, в радиолокации. Для повышения направленности излучения директорных ан- тенн их объединяют в синфазные решетки (рис. 8.15). Другим способом повышения КНД директорных аитенн со сравнительно небольшим числом вибраторов является построение на их основе антенн обратного излучения. Для этого антенна снаб- жается плоским отражателем, который располагается вблизи по- следнего директора (рис. 8.16). Максимум излучения антенны по- лучается в направлении, обратном направлению максимума ДН директорной антенны. Исследования подобных антенн показали, что их КНД превосходит в несколько раз КНД директорных ан- тенн той же длины. Дополнительным преимуществом антенны об- ратного излучения является сравнительно малый уровень боковых лепестков. По принципу действия антенны обратного излучения не- сколько напоминают параболические (см. гл. 9), однако отлнча- 166
ются от них значительно более простой формой отражателя. С дру- гой стороны, антенны, особенно при малой длине L, можно рас- сматривать как открытый объемный резонатор, формирующий излучение в результате сложного взаимодействия волны, отражен- ной от экрана, с элементами директорией антенны. При больших размерах плоского экрана (D>1,параметры антенны ухуд- шаются, что объясняется появлением на краях отражателя проти- вофазио возбуждаемых областей из-за большой разности хода от активного вибратора до центральной и крайних точек отражате- ля. В связи с этим краям отражателя придается ступенчатая фор- ма (см. рис. 8.16, штриховая линия). Антенны подобной конструк- ции позволяют при длине £=41 и диаметре отражателя £)=6Х получить КНД около 21 дБ. Используются и более короткие ан- тенны, обладающие прн длине £—0,51 и диаметре £1=21 КНД порядка 13 дБ [14]. Отметим, что антенны обратного излучения могут быть построены на основе других антенн осевого излучения, например стержневых диэлектрических антенн (см. § 8.7.1) или спиральных излучателей (см. § 8.6). 8.5. ЛОГОПЕРИОДИЧЕСКИЕ ВИБРАТОРНЫЕ АНТЕННЫ Логопериодические антенны (Л ПА) относятся к классу сверх- широкополосных антенн, сохраняющих при изменении частоты как форму ДН, так и входное сопротивление. Существует большое число различных модификаций ЛПА. Рассмотрим вариант вибра- торной Л ПА, приведенной на рис. 8.17. Антенна состоит из линей- ных вибраторов, присоединенных к двухпроводной линии, и воз- буждается с помощью коаксиальной линии без применения сим- метрирующего устройства. Коаксиальная линия проложена внутри одного из проводов двухпроводной линии, выполненного из трубкв (см. рис. 8.17). Длины вибраторов удовлетворяют соотно- шению Z7i/Zn+i='t, где % — период структуры, независимо от номе- Рнс. 8.17 167
pa n (л=1, Лннин, соединяющие концы вибраторов, об- разуют угол а. По принципу действия подобная Л ПА напоминает директор- ную антенну. На частоте f0 резонирует, т. е. возбуждается наибо- лее интенсивно, вибратор, длина плеча которого близка к А0/4 (Хо= =clfo), поскольку входное сопротивление этого вибратора мини- мально. Другие вибраторы возбуждаются значительно слабее, по- скольку входное сопротивление их велико из-за большой реактив- ной составляющей. Активная область антенны, формирующая из- лученное поле, включает обычно 3—5 вибраторов, в том числе резонансный и прилегающие к нему с двух сторон. Фазовые соот- ношения токов в вибраторах активной области определяются длиной вибраторов, взаимным влиянием и поочередным подклю- чением их к разным проводникам питающей линии. При этом ока- зывается, что токи в более коротких вибраторах отстают, а в бо- лее длинных — опережают по фазе ток в резонансном вибраторе. Соответственно более короткие вибраторы работают в режиме ди- ректоров, а более длинные выполняют функцию рефлектора. Мак- симум излучения направлен в сторону вершины антенны. Если частота генератора уменьшится и станет равной xfo, то начнет резонировать следующий, более длинный вибратор, соот- ветственно активная область переместится в сторону более длин- ных вибраторов. Напротив, при увеличении частоты активная об- ласть сместится к вершине антенны. На всех частотах /п=т"-7ь (8.5) где п — номер вибратора; fn — резонансная частота n-го вибрато- ра, характеристики антенны остаются неизменными. В интервалах между резонансными частотами характеристики антенны меняют- ся, но незначительно. Прологарифмировав (8.5), получим lnfn = = (л—1)1пт4-1п[1. В логарифмическом масштабе резонансные ча- стоты повторяются через интервалы, равные 1пт, что и определи- ло название антенны этого класса. Из изложенного ясно, что ширина рабочей полосы частот ЛПА с нижней стороны ограничивается допустимыми размерами самых длинных вибраторов (Кпах^^1тах}у а с верхней— возможной точ- ностью выполнения вибраторов вблизи точек питания (lm»n~ «4/min). Поскольку в активную область входит 3—5 вибраторов, то для сохранения свойств антенны на крайних частотах под /т£Я и Imax следует понимать длины вибраторов с'номерами п=2, 3 и n—[N—(2-=-3)] соответственно. Практически можно получить примерно в десятикратном диапазоне волн (fmax/fmin= 10) почти неизменную ДН. В этом же диапазоне КБВ в фидере (при надле- жащем выборе №) не падает ниже 0,6... 0,7. Следует учитывать, что вследствие перемещения активной области по длине антенны с изменением частоты меняется также положение фазового цент- ра антенны. 168
Рис 8.18 Расчет ДН-41 входного сопротивления ЛПА довольно сложен, поскольку токи в вибраторах зависят не только от напряжения в питающей линии, но н от степени взаимного влияния между виб- раторами. В результате для определения токов получается гро- моздкая система уравнений, решаемых на ЭВМ (см. приложение 1) На рис. 8.18 приведены ДН для ЛПА, у которой а=14°, т= =0,86. В связи с тем, что в излучении на данной частоте участву- ет только несколько вибраторов, ДН получается довольно широ- кой, причем в плоскости Е (плоскость, в которой расположены вибраторы) она уже, чем в плоскости Н (плоскость, перпендику- лярная осям вибраторов). Увеличение т при неизменном а сужа- ет ДН, так как увеличивается число вибраторов, входящих в ак- тивную область. Уменьшение угла а при неизменном т также сужает ДН. так как при этом увеличивается расстояние между со- седними вибраторами, т. е. активная область расширяется. Ска- занное справедливо только до некоторых критических значений Ttnax ~ 0,95 И ССпмл ~ 1 0°. Если провода линии, питающей ЛПА, разместить под углом друг к другу, то получится пространственная ЛПА (рис. 8.19). Для такой антенны ДН в плоскости Н получается значительно уже, чем у плоской ЛПА, за счет влияния множителя системы, об- разованной разнесением в плоскости Н активных областей каж- дого из полотен. В плоскости Е вид ДН остается практически прежним. Провода питающей линии в подобной конструкции вы- зывают излучение с паразитной поляризацией, одиако оно, как правило, невелико. Используются также ЛПА, в которых вибра- торы выполнены трапециевидными или треугольными. В диапазоне УКВ логопериодические антенны применяются качестве широкополосных облучателей параболических н линзо- вых антенн, приемных телевизионных антенн и т. д. 169
8.6. СПИРАЛЬНЫЕ АНТЕННЫ Спиральные антенны широко применяются в диапазонах сан- тиметровых, дециметровых и, реже, метровых волн в качестве ан- тенн осевого излучения с вращающейся поляризацией поля. Рас- смотрим сначала цилиндрическую спиральную антенну, изобра- женную на рис. 8.20,а. Антенна состоит из спирального провода, соединенного с внутренним проводником возбуждающего коакси- ального кабеля. Внешний провод (оплетка) кабеля присоединяет- ся к металлическому диску (экрану), который препятствует про- никновению тока, текущего по внутренней поверхности кабеля на его наружную поверхность. Кроме того, диск играет роль рефлек- тора, уменьшая излучение антенны в заднее полупространство. Для обеспечения режима осевого излучения диаметр спирали Dcn выбирают так, чтобы длина витка I была примерно равна дли- не волны тока в спирали Хсп (при этом ПС11«Хсп/л). Теоретические исследования показывают, что в бесконечной спирали прн усло- вии устанавливается режим бегущей волны тока с фазовой скоростью и«?0,8с (с — скорость света) и длиной волны Хсп= —tele, где X — длина волны в свободном пространстве. При уко- рочении длины волны X фазовая скорость повышается, приближа- ясь к скорости света, при удлинении волны v уменьшается. В спирали конечной длины имеет место отражение от конца, ио оно невелико, и в первом приближении им можно пренебречь. Рассмотрим излучение одного витка антенны с длиной /=1сп, считая его для простоты плоским. В режиме бегущей волны рас- пределение тока по витку описывается выражением / (|) = .=/оехр(—i₽B), где 10 — амплитуда тока; р = -----—; |—коор- v X дината точки на витке, отсчитываемая вдоль окружности. Мгно- венное значение тока /(g)=/0cos(coi—pg). На рис. 8.21 приведено распределение тока в ресколько моментов времени: t=0, Т/8, Т/4. Рис. 8.20 070
Рнс. 8.21 1 ~t=T/4 t=7/8 Как видно, в каждый момент времени излучение витка эквивалент- но излучению двух изогнутых синфазно возбужденных вибраторов, создающих максимум излучения вдоль оси витка с поляризацией, параллельной прямой 1—1' (см. рис. 8.21). Положение этих виб- раторов во времени непрерывно меняется с круговой частотой со, в результате вдоль осн создается излучение с вращающейся поля- ризацией. Многовитковая конструкция спиральной антенны приводит к усилению излучения вдоль оси антенны. Определим более точно требования к длине витка /, учитывая, что реально виток за счет шага намотки S не лежит в одной плоскости. Развертка одного витка спирали показана на рис. 8.20,6. Сдвиг фаз между полями двух соседних витков в точке на оси антенны складывается из на- копления фазы бегущей волны тока по витку спирали ф=₽/ и раз- ности фаз за счет шага намотки Результирующий фазо- вый сдвиг Лф=ф—фр Для обеспечения максимума КНД необхо- димо, как известно, чтобы этот сдвиг был близким к n/N (см. § 4.7), где Д'—число витков. Однако, поскольку в спирали в ре- жиме осевого излучения величина ф велика (близка к 2л), обеспе- чить максимум КНД можно только при условии, что Дф==2л4~л/ЛГ- Отсюда получаем = —-^- = 2т-f-—; / = (s-4-X4-—. (8.6) т 7. v Л JV \ 1 1 2N ) с При выполнении условия (8.6) и большом N поляризация поля иа оси спирали близка к круговой (точная круговая поляризация получается прн несколько меньшем значении 1= (s-f-A)civ, кото- рое можно найти из условия Дф=2л). При отклонении точки на- блюдения от оси поляризация становится эллиптической. Поскольку с укорочением X отношение v/c увеличивается (и наоборот), условие (8.6) и, следовательно, направленные свойст- ва практически сохраняются в сравнительно широкой полосе ча- стот, примерно от (0,7...0,8)Хо до 1,4Хо, где —-расчетная длина волны. Диаграмму направленности спиральной антенны можно рассчитать на основании формулы (4.9), полагая в ией и ф=р/. 171
Для достижения максимальной широкополосности угол намот- ки а выбирается равным 12... 15° [S= (0,15... 0,3)1]. Радиус экра- на (сплошного или решетчатого) обычно берется равным (0,5... — 0,8) L, где L — длина спирали. При числе витков 3<АГ< 11 а^1,57(т/дв«-^517(т/¥); <8-7> D » 15 (//1)2 (NS/K); «140Z/1. (8.8) Формулы (8.8) дают хорошие результаты только на длинновол- новом краю рабочего диапазона антенны. Ширина ДН по поло- винной мощности обычно не меньше 20... 25°. Для улучшения на- правленных свойств спиральные антенны соединяют в решетки. Для снижения уровня бокового и заднего излучений спирали снабжают конусным рефлектором с углом при вершине, равным 45° (рис. 8.22). Введение конусного рефлектора приводит к неко- торому сужению рабочей полосы частот и появлению реактивной составляющей входного сопротивления. Если цилиндрическая спиральная антенна имеет диаметр Осл<С1, то распределение тока в одном витке практически не ме- няется по длине. Излучение любых двух диаметрально противопо- ложных элементов витка в направлении оси спирали взаимно ком- пенсируется, поэтому максимум излучения формируется в направ- лении, перпендикулярном оси (режим нормального излучения). Подобные спирали применяются редко (иногда в качестве прием- ных телевизионных антенн). Спирали с шагом Dcn^>l формируют воронкообразную ДН с нулем вдоль оси антенны и на практике почти не используются. Конические спиральные антенны (рис. 8.23) обладают лучши- ми диапазонными свойствами, чем цилиндрические спиральные антенны. Осевое излучение таких антенн формируется не всей ан- тенной, а лишь активной областью, т. е. витками, длина которых близка к 1. С изменением частоты активная область перемещает- ся вдоль оси антенны. При питании с вершины конуса (рис. 8.23,6) достигается большая широкополосность, чем при питании антенн с основания (рнс. 8.23,а). Широкое применение находят плоские спиральные аитениы, в том числе антенны в виде архимедовой спирали (рис. 8.24). Двух- заходная спиральная антенна может выполняться печатным спо- собом и возбуждается либо двухпроводной линией, либо коакси- альным кабелем, проложенным вдоль одного из плеч (вдоль дру- гого плеча прокладывается для сохранения симметрии холостой ка- бель, рис. 8.24,6). Антенну можно рассматривать как свернутую в спираль двухпроводную линию, причем в начальной части антен- ны токи в соседних витках находятся в противофазе и соответст- венно не излучают. С удалением от точек питания фазовый сдвиг между токами в соседних витках уменьшается за счет разности хо- 172
Рис. 8.22 Рис. 8.23 да. Действительно, элементы 1 и 2, расположенные по обе сторо- ны от окружности радиусом г0 на разных заходах спирали, имеют разность хода, равную половине длины этой окружности, т. е. Дг=лго. С учетом противофазного возбуждения разность фаз эле- ментов / и 2 равна ф=ЛДг-|-я. При г0=А,/2л величина ф=2п, т. е. соседние витки возбуждаются синфазно в режиме бегущей волны. Эти витки и формируют поле излучения с круговой поляризацией в направлении оси антенны, которое сохраняется в широкой поло- се частот. Нижняя частота определяется внешним диаметром спи- рали, а верхняя — точностью выполнения антенны вблизи точек пи- тания. Диаграмма направленности состоит из двух широких ле- пестков, ориентированных нормально плоскости спирали. Можно также получить одностороннее излучение спирали, если позади иее Активный кабель Холос/Пой 4 кабель Рис. 8.24 & № 6) 173
поместить экран (обычно на расстоянии Хо/4, где Ко— длина волны на средней частоте диапазона), однако наличие экрана сужает ра- бочую полосу частот. Описанные типы спиральных антенн кроме самостоятельного применения используются как облучатели зеркальных или линзо- вых антенн и как элементы фазированных антенных решеток (см. гл. 10). 8.7. АНТЕННЫ ПОВЕРХНОСТНЫХ ВОЛН (АПВ) 8.7.1. ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СТЕРЖНЕВЫЕ АНТЕННЫ Диэлектрические стержневые антенны, относящиеся к антеннам осевого излучения, наиболее широко применяют в диапазоне сан- тиметровых волн. Антенны представляют собой диэлектрический стержень, выполненный из высокочастотного диэлектрика с малы- ми потерями (полистирол, тефлон и др.). Возбуждение обычно осу- ществляется отрезком волновода прямоугольного или круглого се- чения (рнс. 8.25). Структура поля в волноводе соответствует вол- не основного типа Ню (прямоугольный волновод) или Ни (круг- лый волновод). При бесконечной длине стержня указанный способ возбужде- ния приводит к возникновению в стержне как в диэлектрическом волноводе бегущей волны гибридного типа HE\\t имеющей про- дольные составляющие как магнитного, так и электрического по- ля. Структура поля этой волны изображена на рис. 8.26. Волна НЕи Относится к так называемым поверхностным волнам, поле ко- торых прн удалении от поверхности стержня в радиальном направо леннн убывает по закону, близкому к экспоненциальному. Физиче- ски возникновение поверхностной волны объясняется эффектом полного внутреннего отражения на границе раздела диэлектрик— Рис. 8.25 174
Рис 8.26 Рис. 8.27 воздух. Фазовая скорость волны v зависит от материала стержня. Чем больше диаметр стержня, тем ближе v к скорости света в не- ограниченном диэлектрике, т. е. к величине с^ет, где ег — относи- тельная диэлектрическая проницаемость материала стержня. С уменьшением d величина v-*-c прн этом волна слабо связана со стержнем. Зависимость v/c от ег и отношения d/k приведена на рис. 8.27. Особенностью волны НЕп в диэлектрическом волноводе является отсутствие критической длины волны (Лкр=оо)> т- е- ВОЛ* на может распространяться в стержне при любом его диаметре. Однако при большом диаметре в стержне могут возбудиться вол- ны высших типов, что нежелательно. Отметим, что поверхностной волне НЕц передается только часть мощности (Pi), подведенной к возбуждающему волноводу. Остальная часть мощности (Р2) непосредственно излучается воз- будителем в окружающее пространство. Соотношение между эти- ми мощностями определяет эффективность возбудителя р= =Р1/(А+Р2). При конечной длине диэлектрического стержня можно прибли- женно полагать, что структура поля остается такой же, как в бес- конечном волноводе, однако обрыв стержня приводит к возникно- вению излучения. Результирующая ДН антенны определяется взаимодействием излучения, формируемого за счет конечности Ч чп^^^ержня, н непосредственного излучения возбудителя.
Рис. 8.29 Строгий расчет поля излучения чрезвычайно сложен и требует решения соответствующей задачи дифракции [15, 16]. Прибли- женно можно считать, что по направленным свойствам диэлектри- ческая антенна соответствует непрерывной системе излучателей, возбуждаемых с равной амплитудой и линейным изменением фа- зы, характерным для антенны бегущей волны (см. § 4.8). Роль из- лучателей играют так называемые токи поляризации, плотность которых определяется разностью диэлектрической проницаемости стержня е-а=ЕоЕг н диэлектрической проницаемости окружающей среды е0: ЛпОляр=ю(еа—ео)Е, где Е— поле в диэлектрике. Как видно из рис. 8.26, токи поляризации, соответствующие волне НЕп, имеют преимущественное направление, параллельное оси х, и формируют линейно поляризованное поле излучения. Направ- ленные свойства каждого элементарного излучателя могут не учи- тываться в приближенных расчетах основного лепестка результи- рующей ДН. Однако в области первых боковых лепестков ДН из- лучающего элемента может оказать сильное влияние. Отраженная от конца стержня волна приводит к появлению в ДН дополнительных боковых лепестков, соответствующих излуче- нию антенны в обратную сторону. Коэффициент отражения зави- сит от величины v волны в стержне. Для уменьшения отраженной волны стержню придают коническую форму (см. рис. 8.25,6), что приводит к постепенному росту фазовой скорости v и приближе- нию ее к скорости света с у конца стержня. Расчет основного ле- пестка ДН такой антенны может быть осуществлен, как и для цилиндрической антенны, с использованием формулы (4.64) по вели- чине v в середине стержня. Уровень боковых лепестков у кониче- ской антенны получается меньше. На рис. 8.28 приведены резуль- таты точного расчета [16] ДН двух антенн длиной L=3,3A: кони- ческого стержня с максимальным диаметром JTnax=0s627X и углом а=4° (сплошная линия) и цилиндрического стержня с диаметром, равным среднему диаметру конического стержня (штриховая! ли- ния). В обоих случаях диэлектрическая проницаемость ег=2*>. 176
Диэлектрические антенны являются сравнительно широкопо- лосными. Диапазон рабочих частот определяется в основном свой- ствами возбуждающего волновода. Ширина ДН по уровню поло- винной мощности одиночной диэлектрической антенны составляет обычно не менее 20... 25'. Применяют диэлектрические антенны как самостоятельные излучатели, как облучатели зеркал или линэ и как элементы различных решеток. Используют также ребристо- стержневые антенны, аналогичные по своим свойствам диэлектри- ческим стержневым антеннам (рис. 8.29). Для получения вращаю- щейся поляризации возбуждение ребристо-стержневых антенн осу- ществляется спиральным излучателем (рнс. 8.29,6). 8.7.2. ПЛОСКИЕ АНТЕННЫ ПОВЕРХНОСТНЫХ ВОЛН Наряду с диэлектрическими стержневыми антеннами применя- ют плоские диэлектрические и ребристые (гофрированные) антен- ны, получившие также название импедансных антенн. Антенны со- стоят из возбудителя, например, рупорного типа и структуры, направляющей волну, в виде слоя диэлектрика на металле нлн реб- ристой поверхности (рнс. 8.30). Ребристые структуры обычно при- меняют в сантиметровом диапазоне волн. Диэлектрические струк- туры, имеющие несколько большие потерн, предпочтительны в дециметровом диапазоне нз-за конструктивных преимуществ. Антен- ны могут быть также снабжены экраном, выступающим перед на- правляющей структурой. Роль экрана может выполнять поверх- ность корпуса объекта, на котором расположена антенна. При соответствующем выборе параметров направляющей структуры поле над ней имеет характер поверхностной волны ти- па Е, не обладающей критической длиной волны (Хкр=оо). Век-
тор магнитного поля этой волны параллелен оси у, причем Ну=Ноехр(—ах)ехр(—iflz), (8.9) где Но—амплитуда поля; а — коэффициент, характеризующий ос- лабление поля поверхностной волны вдоль оси х; fl— коэффициент фазы волны, причем А=^Уа2+^2. Электрическое поле имеет две компоненты, связь которых с составляющей Нх может быть найде- на из уравнений Максвелла: Ех = -L Н„ е-“ е-‘Ег = i -?—Н„ е~ах е* *. (8.10) «Ед ШЕ0 Выражения (8.9) и (8.10) справедливы прн достаточно большой ширине направляющей структуры (реально при а>(3...5)Л) и способе возбуждения, изображенном на рис. 8.30. Направляющую структуру принято характеризовать поверх- ностным сопротивлением (импедансом), равным отношению каса- тельных к поверхности составляющих векторов Е н Н: Zs=Ez!Hy. (8.11) Подставляя в (8.11) значения Ег и Ну из (8.9) и (8.10), получаем Z, = —. (8.12) - “Е0 Поскольку а>0, поверхностное сопротивление должно иметь ин- дуктивный характер. Величину Zs можно вычислить также через параметры направляющей структуры. Для ребристой поверхности поле в канавках представляет собой стоячую волну типа Т с ком- понентами Ну н Ег, причем отношение EJHV, усредненное по пе- риоду структуры, Zs=i-±~— tgkh, (8.13) — t -г A we0 где А — ширина канавки структуры; х— толщина ребра (т+А-С <СХ); h — глубина канавки. Приравнивая (8.12) к (8.13), полу- чаем a = -^ktgkh. (8.14) Фазовая скорость волны u=co/fl, отсюда (8Л5) Для направляющей поверхности в виде слоя диэлектрика на металле величина v зависит от диэлектрической проницаемости диэлектрика и толщины слоя i. Направленные свойства плоской АПВ? как и диэлектрической стержневой антенны, определяются в основном взаимодействием излучения, вызываемого ограниченными размерами паправляю- 178
щей поверхности, и непосредственного излучения возбуждающего» устройства. Приближенно ДН может быть вычислена так же, как для антенны бегущей волны длиной L с замедленной фазовой ско- ростью. Соответственно множитель системы определяется форму- лой (4.64). Излучающим элементом антенны можно считать поло- су тока с амплитудным распределением по оси у, соответствую- щим распределению в раскрыве возбудителя, т. е. по закону cos (jii//a). Поэтому в плоскости xOz (плоскость Е) можно считать f0=l, а в плоскости yOz (плоскость Н) вместо f0 следует подста- вить выражение (4.61). На форму ДН в плоскости Е влияют так- же токи, возбуждаемые на экране. Конечность экрана приводит к отклонению максимума излучения от продольной осн антенны на некоторый угол. Отметим, что точный расчет оптимальной длины- антенны затруднен ввиду сложной зависимости ее от эффективно- сти работы возбудителя. Преимущество плоских АПВ—нх малая высота. Подобные ан- тенны являются практически невыступающимн над поверхностью* объекта, на котором они установлены, поэтому нх особенно целесо- образно использовать на самолетах и других передвижных объ- ектах. 8.7.3. СИНТЕЗ ПЛОСКИХ АПВ Длина направляющей структуры L обычных АПВ, применяе- мых на практике, ограничивается значением (8... 10)Х, что соот- ветствует ширине ДН Д6о,5»2Оэ. Дальнейшее сужение ДН за счет увеличения длины L не может быть реализовано по следующим) причинам. Как следует из (4.55), увеличение L должно сопровож- даться уменьшением уор#. Прн этом волна слабо связана с направ- ляющей поверхностью. Кроме того, при больших L величина уорг мало отличается от укр, прн котором излучение в продольном на- правлении отсутствует (см. п. 4.3.4). В связи с этим малые неодно- родности направляющей поверхности, обусловленные неизбежной погрешностью изготовления, могут существенно исказить ДН. До- полнительно следует отметить, что при yopt~l амплитуда волны медленно спадает при удалении от направляющей поверхности. Подобную волну трудно возбудить, в результате чего мощность, подведенная к антенне, в основном тратится на непосредственное- излучение возбудителя и почти не переходит в мощность поверх- ностной волны. Однако можно существенно улучшить направленные свойства АПВ, если применить структуру с переменными по длине пара- метрами (модулированные антенны). Такими параметрами могут быть глубина канавок в ребристой структуре или толщина слоя диэлектрика и форма направляющей поверхности. С помощью мо- дулированных антенн можно получить ДН специальной формы, а пример секторной, косекансной или с малым уровнем боковых гпл^^^лепестков. Нахождение конструктивных параметров, характеризу- 17»
лощнх антенну, по заданным требованиям к ДН представляет за- дачу конструктивного синтеза антенны (см. п. 5.6.1). Наиболее разработаны методы решения такой задачи для ребристых поверх- ностей [12] по заранее заданной структуре поля, соответствующей требуемой ДН. Рассмотрим антенну, в которой поверхностная волна возбуж- дается рупорным излучателем с высокой эффективностью, практи- чески исключающей непосредственное излучение возбудителя. Эта поверхностная волна (волна питания) используется в дальнейшем только для подведения энергии к участкам антенны, вызывающим излучение энергии. Коэффициент замедления этой волны может -быть выбран значительным, что существенно упрощает задачу по- строения высокоэффективного возбудителя [17]. Поле, формирующее ДН антенны (волна излучения), может -быть представлено, например, в виде плоской волны, распростра- няющейся в направлении осн г', с заданным амплитудным распре- деленном в плоскости фронта, например спадающим к краям (рнс. 8.31,а}. Естественно, что направление максимума излучения при этом будет совпадать с осью z'. При задании поля излучения -амплитуду его следует выбирать из условия энергетического ба- Рнс. 8,31 1180
Ptfic. 8.32 ланса, т. е. из равенства мощностей питающей волны, возбуждае- мой рупором, и волны излучения. Возможно также представление поля, формирующего задан- ную ДН, в виде группы поверхностных волн с разным замедлени- ем, распространяющихся под различными углами к продольной оси антенны (рис 8.31,6), нлн в виде поля, соответствующего из- лучению решетки нз элементов с заданным соотношением ампли- туд н фаз токов. Подобное представление волны излучения позво- ляет реализовать широкий класс ДН, т. е. существенно расширя- ет возможности схемы по сравнению с обычными конструкциями. Формирование заданной ДН осуществляется за счет излучения специально рассчитанных неоднородностей импедансной структу- ры, энергия к которым подводится волной питания. Искомыми па- раметрами при решении данной задачи являются глубина канавок и огибающая ребер (профиль антенны, рнс. 8.32). Эти параметры находятся исходя из следующих соображений. Поскольку направ- ляющая поверхность антенны чисто реактивна, т. е. отсутствует как поглощение, так и излучение энергии в целом по поверхности •и в каждой ее точке, то вектор Пойнтинга (точнее, его среднее значение Пср=КеП) в каждой точке направлен по касательной к поверхности. Так как согласно постановке задачи структура пол- ного поля является заданной, то профиль антенны может быть найден в виде кривой, касательная к которой в каждой точке сов- падает с направлением вектора ReFI, определяемого по полному полю (т. е. сумме волн питания н излучения). Глубина канавок определяется с использованием (8.^3), причем под поверхностным сопротивлением Zs следует понижать отношение составляющих электрического и магнитного полей, касательных к поверхности .антенны в данной точке. Выполнение условия энергетического баланса, в соответствии с которым производится выбор амплитуды поля излучения, обес- печивает полный переход энергйн питающей волны в энергию вол- ны излучения. Этому соответствует профиль антенны, конечная й^гочка которого (точка В) лежит на лннни, где интенсивность вол- 181
ны питания пренебрежимо мала (см. рнс. 8.31, линия 1—/). По- этому направленные свойства подобных антенн могут быть рас- считаны с учетом эквивалентных электрических и магнитных токов в апертуре, соответствующих только волне излучения. Плоскость апертуры обычно выбирается перпендикулярно среднему направ- лению возбуждаемой группы волн (см. рис. 8.31). Точность реа- лизации поля излучения зависит от длины антенны L н эффектив- ности возбуждения поверхностной волны рупором. Глава 9. АПЕРТУРНЫЕ АНТЕННЫ 9.1. РУПОРНЫЕ АНТЕННЫ 9.1.1. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ; ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА Рассмотрим сначала излучение из открытого конца волновода. Электромагнитная волна, создаваемая возбудителем волновода, дойдя до открытого конца, частично отражается обратно, а частич- но— излучается (рис. 9.1,а). Прн этом в месте перехода от волно- вода к свободному пространству возникают волны высших типов (как в месте включения любой неоднородности в линию передачи) и поверхностные токи на наружных поверхностях стенок волно- вода. В строгой электродинамической постановке задача об излуче- нии открытого конца волновода была решена Л. А. Вайнштейном для круглого н плоского полубесконечного волноводов. Решения этой задачи для прямоугольного волновода не существует. Пренебрегая волнами высшнх типов, излучением токов, теку- щих по наружным поверхностям стенок волновода, и не учитывая волн, отраженных от открытого конца, приближенно полагают, что структура электромагнитного поля на открытом конце волновода такая же, как в поперечном сеченнн бесконечно длинного волно- вода. В случае прямоугольного волновода, возбуждаемого волной Рис. 9.1 182
Н,1 Рис. 9.2 Рис. 9.3 //ю на открытом конце, существуют взаимно перпендикулярные ’тангенциальные составляющие поля Еу и Нх, зависимость которых от координат известна (рнс. 9.1,6). В соответствии с принципом Гюйгенса — Кнрхгофа рассматривается замкнутая поверхность, внутри которой находятся источники поля. Эту поверхность удобно провести так, чтобы она совпадала с поверхностью открытого кон- ца волновода и далее стелилась по наружным поверхностям сте- нок волновода. Тангенциальные составляющие поля на наружных ^поверхностях стенок волновода (поверхностные токи) предполага- ются равными нулю. Таким образом, характеристику направлен- ности открытого конца прямоугольного волновода в плоскости век- тора Е, параллельного размеру b поперечного сёчення, можно представить в виде произведения множителя системы идеальной плоской антенны [см. (5.6)] на характеристику направленности элемента Гюйгенса в этой плоскости [см. (5.2), в которой следует ^положить <р=л/2]. В плоскости вектора Н характеристика направленности откры- того конца прямоугольного волновода представляет собой произ- ведение множителя системы синфазного раскрыва с косинусо- идальным распределением возбуждающего поля [первый множи- тель в (5.10)] на характеристику направленности элемента Гюй- генса в плоскости Н [см. (5.2), в которой следует принять <р=0]. Эти формулы пригодны лишь для ориентировочного расчета ДН открытого конца прямоугольного волновода й пределах переднего полупространства. При этом чем меньше отношение (X — длина волны в свободном пространстве; Хкр -V- критическая длина волны), тем лучше эти диаграммы совпадают с действительными. Антенны в виде открытого конца волновода применяют в санти- метровом диапазоне волн в тех случаях, когда требуется широкая ДН. Часто их используют в качестве облучателей зеркальных ан- тенн (см. § 9.4). Прн этом для облучения параболоидов вращения •обычно берут волноводы круглого сечения, возбуждаемые волной J/ц, структура поля которой в плоскости поперечного сечення вол- новода показала на рис. 9.2. Характеристики направленности от- b 183
крытого конца круглого волновода радиуса а в плоскостях Е и Н можно рассчитать по приближенным формулам, полученным при тех же допущениях, что и для прямоугольного волновода. При этом множитель системы (5.14) умножается на характеристику направ- ленности элемента Гюйгенса в соответствующей плоскости. Основ- ные электрические параметры излучателя в виде открытого конца круглого волновода приведены в табл. 5.1. Кроме слабых направленных свойств антенна в виде открытого конца волновода обладает также тем недостатком, что из-за резкого изменения условий распространения при переходе от волно- вода к свободному пространству значительная часть электромаг- нитной энергии волны, распространяющейся по волноводу, отра- жается от открытого конца. Коэффициент отражения в прямо- угольном волноводе достигает значения 0,25 ... 0,3. Волновод оказывается плохо согласованным со свободным пространством. Улучшение направленных свойств синфазной излучающей по- верхности связано с увеличением ее размеров. Однако при увели- чении размеров поперечного сечення волновода могут возникнуть волны высших типов, что приведет к несинфазному возбуждению открытого конца, т. е. ухудшению направленных свойств. Избе- жать этого можно плавным увеличением размеров поперечного сечення волновода, т. е. приданием ему формы рупора (рис. 9.3). В месте перехода от волновода к рупору (сечение S') возникают внешне типы волн, но прн достаточно плавном расширении вол- новода (малый угол раствора рупора) интенсивность этих волн невелика. Существуют различные типы рупоров. Рупор, образованный увеличением размера b волновода, параллельного вектору Е, на- зывается секториальным Е-плоскостным рупором. Рупор, образе- ванный увеличением размера а волновода, параллельного векто- ру Н, называется секториальным Н-плоскостным рупором. Рупор,, образованный одновременным увеличением размеров а и Ъ попе- речного сечення волновбда, называется пирамидальным рупором, (см. рнс. 9.3), а увеличением поперечного сечення круглого волно- вода — коническим. При плавном переходе от волновода к рупо- ру структура поля в последнем напоминает структуру поля в вол- новоде. Однако вследствие того, что боковые стенки рупора ие парал- лельны друг другу, векторы электромагнитного поля при перехода нз волновода в рупор несколько изменяют свое направление, чтобы обеспечить выполнение граничных условий на стенках ру- пора (рис. 9.4, /^-плоскостной рупор). Фронт волны в рупоре является не плоским, а цилиндрическим (секторнальные рупоры) или близким к сферическому (пирами- дальный рупор). Волны, распространяющиеся в рупоре, как бы исходят из воображаемой лннин пересечения сторон рупора, на- зываемой его вершиной. 184
Рис. 9.4 У Электромагнитная энергия в рупоре, достигнув его открытого конца, излучается в окружающее пространство. Некоторая часть энергии отражается и возвращается к генератору. Суммарная отраженная волна в волноводе определяется волнами, отражен' ными от места перехода волновода в рупор и от раскрыва рупо- ра. Если переход от волновода к рупору достаточно плавный, т. е. угол прн вершине рупора невелик, и поверхность раскрыва (излучающая поверхность) достаточно велика, т. е. если рупор длинный, то коэффициент отражения в волноводе, питающем ру- пор, значительно меньше, чем в случае антенны в виде открыто- го конца волновода. Таким образом, рупор улучшает согласова- ние волновода со свободным пространством. Направленные свойства рупорной антенны приближенно мож- но анализировать, как и в случае открытого конца волновода, методом Гюйгенса — Кирхгофа. Делая те же допущения, прини- мают, что излучающей поверхностью является поверхность рас- крыва рупора. Поскольку в рупоре в основном сохраняется тот же характер поля, что и в волноводе, то полагают, что на излу- чающей поверхности рупора действуют две взаимно перпендику- лярные тангенциальные составляющие поля Еу и Нх (в случае прямоугольного раскрыва), амплитуды которых не зависят от координаты у, а вдоль координаты х они изменяются по закону косинуса. Однако в отлнчие от поверхности открытого конца вол- новода плоская излучающая поверхность рупора ие может быть синфазной, так как в рупоре распространяется цилиндрическая или близкая к сферической волна. Результаты строгого решения внутренней задачи для секториальных рупоров подтверждают до- пустимость предположения о соответствии амплитудного распре- деления в раскрыве рупора распределению поля в питающем 185
волноводе, а фазового распределения — сферической или цилин- дрической волие, распространяющейся из вершины рупора. Найдем фазу возбуждающего поля в произвольной точке М излучающего раскрыва //-плоскостного рупора (рис. 9.5). Дуга NOP окружности с центром в точке О\ есть линия равных фаз. Предполагая для простоты, что в рупоре Р=й=2п/А,, получаем где £н — длина //-плоскостного рупора. Обычно LH^>x, поэтому можно ограничиться первым членом разложения. Тогда <р (х) ~ к Г (x2/LH). Следовательно, рупорная антенна имеет примерно> квадратичное фазовое распределение. В этом случае (см. § 4.5) прн достаточно больших сдвигах фаз ДН искажается. Макси- мальный сдвиг фаз на краю раскрыва (х=ар/2) lpmax=TtaP2/X4LH. (9.1> Так как размер b волновода в случае //-плоскостного рупора не изменяется, то фаза возбуждающего поля вдоль координаты у остается постоянной. Путем аналогичных рассуждений можно показать, что мак- симальный сдвиг фаз на краях /i-плоскостного рупора фтах=лЛр2/4иЕ, (9.2) где Le — длина Е-плоскостного рупора. Максимальный сдвиг фаз на краю раскрыва конического ру- пора (радиус раскрыва ар; длина рупора L) фтах=лаР2ДЕ. (9-3) Диаграмма направленности поверхности с квадратичным фа- зовым распределением определяется сложным выражением, со- держащим интегралы Френеля [12]. Рис. 9.6 Рис. 9.5 186
Поскольку в рупорной антенне практически невозможно до- биться полной сннфазности излучающей поверхности, то обычно задаются некоторым допустимым сдвигом фаз. Этот сдвиг дол- жен быть таким, чтобы ДН рупорной антенны мало отличалась от ДН синфазной излучающей поверхности, размеры которой равны размерам раскрыва рупора. В этом случае характеристику направленности рупорной антенны можно рассчитать по (5.5) и (5.10), заменяя в множителях системы размеры а и b соответст- вующими размерами рупора. Очевидно, что Е-плоскостной рупор сужает ДН только в плоскости Е, а //-плоскостной рупор —толь- ко в плоскости Н. Пирамидальный рупор сужает ДН в обеих плоскостях. Диаграммы направленности конического рупора, воз- буждаемого волной Ни в плоскостях Е и Н можно рассчитать по (5.14), заменяя в множителях системы а на ар. Ширина ДН рупорной антенны по нулевому излучению н по половинной мощности может быть рассчитана по данным табл. 5.1. Максимум излучения рупорной антенны прн небольших сдви- гах фаз направлен по нормали к поверхности раскрыва. Допустимый максимальный сдвиг фаз определяется условием получения максимального КНД при заданной относительной длине ЕД рупора. С увеличением относительных размеров рас- крыва рупора (арД или Ьр/К) при неизменной длине его ДН сна- чала становится уже и КНД растет, так как увеличиваются раз- меры излучающей поверхности, которая практически остается синфазной (сдвиг фаз фтах мал). При дальнейшем увеличении размеров заметно растут фазовые искажения, вследствие чего ДН начинает расширяться и КНД уменьшается. На рис. 9.6 по оси ординат отложено произведение КНД Е-плоскостного рупора •на отношение &{а. Аналогичные кривые существуют и для Н- плоскостных рупоров [12]. При заданном отношении ЕД имеется определенное оптимальное значение арД или Ьр/к, при котором ДН антенны наиболее узкая, а КНД антенны — максимально воз- можный. Оптимальному значению ар/Л или ЬР/К соответствует допустимый сдвиг фаз. Рупор, размеры которого подобраны так, чтобы прн заданной длине ЕД получить максимальный КНД, называется оптимальным. Из (9.1) и (9.2) видно, что для того, чтобы прн увеличении размеров раскрыва рупора максимальный сдвиг фаз не изменял- ся, оставаясь равным допустимому, т. е. КНД возрастал, относи- тельная длина рупора ЕД должна увеличиваться пропорциональ- но квадрату относительных размеров раскрыва рупора. Анализ кривых рис. 9.6 показывает, что в случае Е-плоскост- ного рупора максимальный КНД получается прн выполнении равенства E£“"=6p2/2k (9.4) 187
Подставив (9.4) в (9.2), получим допустимый сдвиг фаз для Е- , ДОП п ПЛОСКОСТНОГО рупора . Рассмотрев аналогичные кривые Dnb/'k=f{L/'k, Др/X), можно найти допустимый сдвиг фаз ф™”=Зл/4 и оптимальную длину Н- плоскостного рупора £нопт = Ср2/ЗХ (9.5) Увеличение допустимого сдвига фаз в случае //-плоскостного рупора по сравнению с Е-плоскостным объясняется спаданием амплитуды возбуждающего поля к краям этого рупора. Коэффициент направленного действия оптимального Е-плоско- стного илн //-плоскостного рупора может быть рассчитан по (5.25), причем КИП рупора с учетом несинфазности н неравно- мерности возбуждения составляет 0,64 (у пирамидального рупора va«0,52). Узкую ДН и высокий КНД рупорной антенны можно получить только при большой длине рупора. Поэтому рупорные антенны применяют в тех случаях, когда ДН должна быть достаточно ши- рокой (десятки градусов), например в качестве облучателей зер- кальных н линзовых [3, 12] антенн, в качестве элементов фазиро- ванных решеток. Иногда этн антенны находят самостоятельное применение. Следует иметь в виду, что далеко не всегда стремятся к тому, чтобы рупор был почти синфазным. В настоящее время находят применение рупоры, у которых сдвиг фаз поля в раскрыве значи- тельно превосходит допустимый. При больших по сравнению с X раскрывах и больших углах ра- створов уо ДН становится близкой к столообразной с малыми ко- лебаниями уровня н крутыми спадами поля в пределах некоторого угла 0 (см. рнс. 4.12); ее ширина (A0o,s) примерно равна углу раствора рупора. Расфазнрованные рупоры обладают более ши- роким рабочим диапазоном, чем синфазные рупоры. Их ДН при фтох>1,5я сравнительно мало зависят от частоты; такие рупоры применяют в качестве облучателей больших зеркальных и двух- зеркальных аитенн (см. § 9.3). Основными недостатками расфа- знрованных рупоров являются несимметричность нх ДН в плоско- стях Е н Н н сравнительно большой уровень поля прн 0>уо/2. Формулы для расчета ДН расфазированных рупоров имеются в [12]. В технике измерений на СВЧ нередко возникает необходимость в почти синфазных рупорных антеннах с сравнительно большим КНД (20.. .30 дБ). Получить большой КНД при небольшой дли- не рупора можно, установив в раскрыве последнего антенну- линзу [1, 6], трансформирующую сферическую или цилиндриче- скую волну в плоскую. Рассмотренный в данном параграфе приближенный метод ана- 188
лиза направленных свойств рупорных излучателей можно исполь- зовать в секторе направлений, примыкающих к главному (главный и блнжнне боковые лепестки). Дальнее же боковое излученне- анализнруется обычно с помощью геометрической теории дифрак- ции [12]. 9.1.2. РУПОРЫ С КРУГОВОЙ ПОЛЯРИЗАЦИЕЙ ПОЛЯ Для получения круговой (илн близкой к ней) поляризации^ излучаемого рупором поля применяются фазирующие секции, ус- танавливаемые в волноводе, питающем рупор *. Роль фазирующей секции заключается в разложении вектора линейно поляризованного электромагнитного поля на две взаимно перпендикулярные составляющие, лежащие в плоскости, перпен- дикулярной направлению распространения волны, и создании между ними сдвига фаз в 90°. Существуют различные фазирующие секции [18], В качестве- фазирующей секции можно, например, применять отрезок волно- вода с квадратным поперечным сечением, возбуждаемый прямо- угольным волноводом с волной f/ю- Возбуждающий волновод со- единяется с фазирующей секцией плавным пирамидальным пере- ходом, так как его поперечные размеры меньше поперечного раз- мера секции. Плоскости поперечных сечений волновода и фазиру- ющей секции повернуты относительно друг друга на 45° (рис. 9.7). При этом вектор Е поля, возбуждающего секцию, составляет 45е с ее стенками. Его можно разложить на составляющие Ех и параллельные взаимно перпендикулярным стенкам. Таким обра- зом, поле в секции можно рассматривать как суперпозицию волн. и Hoi. Для создания необходимого сдвига фаз между составляющими Еж и Еу в фазирующую секцию вводится тонкая диэлектрическая пластинка так, чтобы большой размер ее поперечного сечениж 1 Фазирующие секции могут устанавливаться также в волноводах, облучаю- щих антенну (например, параболическую), либо на излучающих поверхчостях J-иапрнмер, на поверхности параболического зеркала). Рис. 9.8 189*
«был параллелен либо составляющей Ех, либо Еу. Такая пластин- ка влияет в основном на фазовую скорость той волны, линии век- тора Е которой параллельны поверхности пластины. Толщина пластинки выбирается по графикам [18]. Данную фазирующую секцию удобно использовать для возбуждения правильного пира- мидального рупора, одинаково расширяющегося в обеих плос- костях. Прн квадратном раскрыве пирамидального рупора ДН в двух взаимно перпендикулярных плоскостях получаются неодинаковы- ми из-за различных амплитудных распределений возбуждающего поля в Е- и //-плоскостях. В //-плоскости ДН (по нулям) пример- но в 1,5 раза шире, чем в Е-плоскости. Между тем в ряде случаев желательно иметь одинаковые ДН в обеих плоскостях. Это осо- бенно важно при круговой поляризации излучаемого поля. Один из способов получения одинаковых ДН состоит в том, что в квадратном раскрыве устанавливаются металлические реб- ра высотой А на расстоянии С—'к/2 друг от друга (см. рис. 9.8). Если вектор Е поляризован вдоль оси х, то в ребрах, прикреп- ленных к боковым стенкам рупора, наводятся токн, боковые стен- ки рупора как бы экранизируются, размер раскрыва ар как бы уменьшается и становится равным а—2А. Если А=0,17ар» то раз- мер раскрыва параллельный оси х, в 1,5 раза меньше размера Ьр, параллельного оси у. Так как на составляющую Еу данные ребра не воздействуют, то ДН для обеих поляризаций поля в плоскости хОг будут примерно одинаковы. Аналогичным обра- зом (с помощью ребер, прикрепленных к другим стенкам рупора) эложно выровнять ДН в плоскости yOz. 9.2. ЗЕРКАЛЬНЫЕ ПАРАБОЛИЧЕСКИЕ АНТЕННЫ 9.2.1. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ПАРАБОЛИЧЕСКОЙ АНТЕННЫ И ЕЕ ГЕОМЕТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА Зеркальные антенны применяют в различных диапазонах волн: •от оптического до коротковолнового, особенно широко в сантимет- ровом и дециметровом диапазонах. Эти антенны отличаются конструктивной простотой, возможностью получения различных ДН, хорошими диапазонными свойствами и др. Существуют различные типы зеркальных антеин: параболиче- ские зеркала (параболоид, усеченный параболоид и параболиче- ский цилиндр), сферические зеркала, плоские и уголковые зерка- ла, зеркальные антеины специальной формы, двух- н многозер- жальные антенны, зеркально-рупорные антенны. 190
Зеркальная параболическая антенна со- стоит из металлической поверхности, вы- полненной в виде параболоида вращения (рис. 9.9) и небольшой слабонаправленной антенны — облучателя, установленной в фокусе параболоида и облучающей внут- реннюю поверхность последнего. Парабо- лическая поверхность образуется в резуль- В тате вращения параболы с фокусом в точ- ке F вокруг ОСИ 2. Рис- 99 В прямоугольной системе координат (начало в вершине параболоида) параболическая поверхность описывается уравнением x2 + t/2=4fz, (9.6) где f — фокусное расстояние. В сферической системе координат (начало в фокусе) эта по- верхность описывается уравнением r'=2f/(l-|-cos у), (9.7) где г' — расстояние от фокуса до любой точки внутренней по- верхности параболоида; у—угол между направлением на данную* точку (ради усом-вектором г') и осью зеркала (полярный угол). В случае параболоида вращения плоскость раскрыва (плос- кость, проходящая через крайние точки поверхности зеркала и* перпендикулярная его осн) имеет круглую форму; радиус этой плоскости называется радиусом раскрыва зеркала (/?0). Радиус раскрыва и угол раскрыва зеркала (угол между фокальной осью н прямой, проведенной из фокуса к кромке параболоида) связаны соотношением ^o=2ftg (уо/2). (9.8) Форма веркала обычно характеризуется отношением R0/f или половиной угла раскрыва уо- Зеркало называется длиннофокус- ным (мелким), если RG/f<2 или 2yo<Zn, короткофокусным (глу- боким) — Ro/f>2 или 2уо>л. Если фокус находится на пересе- чении плоскости раскрыва зеркала с осью, то R0/f=2 и 2у0=л. При падении электромагнитной волны, излучаемой облучате- лем, на металлическое зеркало иа последнем возникают элек- трические поверхностные токи (вторичные токи). Эти токи суще- ствуют не только на внутренней, обращенной к облучателю по- верхности зеркала, но также благодаря явлению дифракции электромагнитных воли и на его внешней поверхности. Электро- магнитное поле, создаваемое зеркальной антенной в любой точ- ке окружающею пространства, есть результат сложения (интер- ференции) вторичного поля, создаваемого поверхностными тока- М4. и первичного, создаваемого облучателем. Строгое определение 19k
электромагнитного поля параболической антенны, а следователь- но, и определение ее направленных свойств сводится к решению задачи дифракции сферической волны на параболоиде вращения. Задача эта очень сложна математически и до снх пор не решена в общем виде. В настоящее время наиболее строгие и интересные результаты получены прямым численным методом решения дан- ной задачи, основанным и а сведении исходной дифракционной задачи к ннтегродифференцнальным уравнениям относительно плотностей токов, наводимых на поверхности параболоида пер- вичным полем [19]. 9.2.2. ПРИБЛИЖЕННЫЕ МЕТОДЫ РАСЧЕТА ДИАГРАММЫ НАПРАВЛЕННОСТИ ПАРАБОЛОИДА Имеются два приближенных метода определения направлен- ных свойств параболической антенны — апертурный и токовый. Апертурный метод состоит в определении электромагнитного поля в зоне излучения по известному распределению возбуждаю- щего поля на поверхности раскрыва зеркала, которое определя- •ется методом геометрической оптики. Парабола обладает тем свойством, что расстояние от ее фоку- са F до любой точки, лежащей на линии MN, перпендикулярной осп параболы и параллельной ее директрисе, по ломаным путям FP2M2 н др.) одинаково (рис. 9.10). Установленный в точке F облучатель излучает волны, близкие к сферическим. Прн этом расходящиеся лучн совладают с линиями FP\, FP2 и т. д. Еслн бы длина волны первичного источника была бесконечно ма- ла, то лучи, падающие на внутреннюю поверхность параболоида, отражались бы от нее по законам геометрической оптики (угол между лучом и нормалью к точке отражения — угол падения у/2 г 92 Рис. 9 10 Рис. 9.11
был бы равен углу отражения). Прн этом все отраженные лучи были бы параллельны оси z и таким образом сферическая волна преобразовывалась бы параболоидом в плоскую. В действитель ности длина волны облучателя не бесконечно мала, и поэтому сферический фронт волны источника не преобразовывается в пло- ский фронт отраженных волн. Одиако расходимостью отраженных от зеркала лучей на небольшом участке пути от зеркала до по- верхности раскрыва можно пренебречь н эту поверхность можно считать синфазно возбужденной. Пренебрегая влиянием ряда факторов, считают, что излучаю- щей поверхностью зеркала является только синфазная поверх- ность его раскрыва н ее ДН находится методом Гюйгенса—Кирх- гофа. Амплитудное распределение в раскрыве зеркала определяется формой зеркала (отношением Rc/f) и ДН облучателя. При расче- те амплитудного распределения полагают, что зеркало относи- тельно облучателя находится в дальней зоне Это допустимо, так как обычно расстояние от фокуса до поверхности зеркала состав- ляет десятки длин волн. В этом случае относительная амплитуда напряженности поля, создаваемого облучателем в любой точке по- верхности зеркала (рис 9.11,о), Е3/Е0=Е6/Е0= (f/r')F0(y) = (l +cosy)F0(Y)/2, (9.9) где Еэ— амплитуда напряженности поля в произвольной точке поверхности зеркала; Ео — амплитуда напряженности поля у вер- шины зеркала; Es— амплитуда напряженности поля в произволь- ной точке раскрыва зеркала; Е0(у) — нормированная характери- стика направленности облучателя. Отношение Es/Eq—приближенное амплитудное распределение возбуждающего поля, которое удобно изобразить в виде графика и рассматривать как функцию относительного переменного ра- диуса раскрыва р//?0 (рис. 9.11,6). Однако представление ампли- тудного распределения в виде точной аналитической функции fi(p//?o) либо невозможно, либо приводит к громоздким вычис- лениям при расчете ДН. Можно определить несколько значений функции fi(p//?o) че- рез равные промежутки р//?о и, подставив их в интеграл (5.8), методом численного интегрирования рассчитать ДН антенны. Иногда амплитудное распределение аппроксимируется функци- ей f(p//?o)=l—(1—А)(р//?о)2 («парабола на пьедестале»), где А= =Екр/Ео— нормированная напряженность поля на краю раскры- ва. Б этом случае ДН можно определить по (5.12). Лучшие ре- зультаты, однако, в случае осесимметричной илн мало отличаю- щейся от нее ДН облучателя дает аппроксимация функции fi(p//?o) степенным рядом НрВД=1+а2(р/7?с)2-ЬА4(р//?о)4Ч- ... ? 13-6464 43 0* (9.10) 193
При этом для практических расчетов можно ограничиться толь- ко первыми тремя членами ряда. В соответствии с (5.8) ДН излучающего раскрыва (без учета направленных свойств элемента Гюйгенса) 1 f(6) = Jp+<Mp/fl.)!+a,(p. v),u»(A?sin6)p//?3(p,.'?) («ну о После интегрировании (9.11) получаем f (6) = (1 +а2+а4)Л! (и)—(а2/24 а4) Л2 («) + (о4/3) А3 (ы), (9.12) где u=A:/?osin0; ЛДц), Л2(«), Лз(и)—лямбда-функции. Для расчета ДН в одной из главных плоскостей (например, плоскость xOz) по (9.18) необходимо определить постоянные ко- эффициенты а2 и а4. Для этого по известной ДН облучателя в этой плоскости строится график амплитудного распределения fi(p/A?o> вдоль оси х (см. рис. 9.11,6). Аппроксимирование этого амплитуд- ного распределения функцией (9.10) сводится к подбору коэффи- циентов а2 и а4 так, чтобы аппроксимирующая функция f(p/Ro) совпадала с функцией амплитудного распределения f](plRc) в двух точках, например при р//?0=1 и при р//?о=О,5 (в точке р//?©=0 совпадение функции Л(р//?о) с функцией f(p/Ro) выполняется авто- матически). Пусть при рД-1 А(р/Ло)=Д1 и при р//?о=О,5 Л(р/Яо)=Д2- Тогда на основании (9.16) получаем 14-М-а»=Д1; 1-НЫ0,5)24-О4(0,5)4=Д2. В результате решения этих уравнений определяем неизвестные коэффициенты а2 и а4. Построив по ДН в плоскости yOz ампли- тудное распределение вдоль осн у, можно тем же путем рассчи- тать ДН антенны в этой плоскости (если ДН облучателя в плоско- стях xOz и yftz различаются мало). Расчет коэффициентов а2 и с4 можно уточнить. Для этого не- обходимо, чтобы аппроксимирующая функция f(p/Rv) совпадала с функцией амплитудного распределения ftiplRo) не в двух, а в не- скольких точках. В этом случае расчет коэффициентов а2 и а4 вы- полняется с помощью ЭВМ. Если ДН облучателя значительно отличается от осесимметрич- ной, то амплитудное распределение раскрыва зеркала f(p, <р') яв- ляется функцией двух координат: радиальной р и азимутальной <р' (см. рис. 5.5). Для расчета ДН зеркала в этом случае можно вос- пользоваться формулой (П4.2) в [6]. Расчет производится с по- мощью ЭВМ, причем структурная схема программы для расчета направленных свойств параболической антенны приводится в при- ложении 2. В действительности облучатель не является точечным. Его раз- меры соизмеримы с длиной волны. Облучатель и элементы его крепления как бы «затеняют», экранируют часть раскрыва зерка- 194
ла, вследствие чего фронт сформированной зеркалом волны не- сколько искажается. Наиболее серьезное влияние оказывает экра- нировка части раскрыва облучателем, если последний располага- ется на оси зеркала, т. е. в области наиболее сильного отражен- ного от зеркала поля. Диаграмма направленности антенны с учетом затенения опре- деляется по формуле (5.15), где а, — радиус раскрыва облучателя; д=/?0_радиус раскрыва зеркала. При небольшой величине (ду- мало) препятствия (облучателя) можно считать, что амплитудное распределение на нем равномерное, т. е. f(p'=p//?o)— const, тогда второй интеграл в (5.15) равен (ai/flo)2Ai(tai sin 0). Таким обра- зом, ДН с учетом затенения f3 (0) =f (0) - (G1//?0)2Ai (tai sin 6). (9.13) Характеристика направленности антенны без затенения f(6) мо- жет быть вычислена, например, по формулам (5.12) или (9.12). В результате затенения несколько уменьшается главный макси- мум ДН антенны, немного сужается главный лепесток и возраста- ет уровень ближайших к главному нечетных боковых лепестков. Для уменьшения влияния затенения на ДН антенны (в основном для снижения УБЛ) применяется вынос облучателя из поля отра- женных от зеркала лучей. Облучатель устанавливают в фокусе зеркала так, чтобы направление его максимального излучения со- ставило некоторый угол с осью зеркала (рис. 9.12). При этом об- лучается только часть зеркала, расположенная выше его оси, и отраженные от нее лучи проходят мимо облучателя. Необлучаемая часть зеркала удаляется. Такое зеркало называется неосесиммет- ричным (аитеина с вынесенным облучателем — АВО). Оно пред- ставляет собой несимметричную относительно фокальной оси вы- резку из параболоида вращения. Несимметричное возбуждение круглого раскрыва во многих случаях может быть аппроксимиро-
вано выражением (5.13). При распределении в раскрыве, соответ- ствующем волие /7ц, в круглом волноводе, ДН описывается выра- жением (5.14). Параболическая антенна с вынесенным облучателем может быть выполнена также в виде рупорно-параболической антенны (см. § 11.2). Токовый метод определения направленных свойств параболиче- ской антенны базируется на известном распределении поверхност- ных токов на внутренней поверхности зеркала. Полагая, что по- верхностные токи существуют только на внутренней поверхности зеркала, можно вектор плотности тока в данной точке зеркала определить по известной формуле J=2[nHi], где п —единичный вектор внешней нормали к данной точке поверхности зеркала; Н| — вектор напряженности магнитного поля, создаваемого облу- чателем в данной точке. Данная формула справедлива в случае падения плоской волны иа бесконечно протяженную плоскую идеально проводящую по- верхность. В случае падения сферической волны на параболиче- скую поверхность конечных размеров эта формула является при- ближенной. Одиако, если выполняются условия, при которых допу- стимо пользоваться законами геометрической оптики, пользование ею вполне допустимо. На рис. 9.13 изображено распределение поверхностного тока, спроектированное на плоскость хОу; облучателем является элемен- тарный вибратор (ось вибратора параллельна оси х) с рефлекто- ром (контррефлектором), обеспечивающим однонаправленное из- лучение в сторону зеркала. Распределение амплитуд и фаз наводи- мых на зеркале токов является более сложной функцией коорди- нат, чем в случае апертурного метода. Зная закон распределения тока на поверхности зеркала, можно рассчитать его ДН. Для этого необходимо проинтегрировать по всей поверхности зеркала выра- жение для напряженности поля, создаваемого элементом поверхно- сти зеркала, рассматривая его как элементарный электрический вибратор. Как видно из рис. 9.13, поле в направлении оси z зеркала соз- дается только составляющими вектора J, параллельными оси х, которые во всех квадрантах имеют одинаковое направление. Поля, излучаемые всеми элементами зеркала в направлении оси г, скла- дываютси арифметически, т. е. это направление является направ- лением максимального излучения. Составляющая плотности по- верхностного тока Jy в различных квадрантах имеет взаимно про- тивоположные направления и не создает излучения вдоль осн г. Составляющая Jz также не создает излучении вдоль оси z (вибра- тор вдоль своей осн не излучает). Составляющие Jv и Jz не созда- ют излучения также в обеих главных плоскостях (плоскости xOz и 4/0z). Поляризация излучаемого поля в главных плоскостях яв- ляется линейной (Ех). В других плоскостях, проходящих через ось 196 ’S да
г, имеет место также излучение, создаваемое составляющими Jy и ]\, вследствие чего появляется поперечная (относительно основной) поляризация поля. Суммарное поле оказывается эллиптически по- ляризованным. Поперечная полиризация (кроссполяризацня) яв- ляется паразитной; она несколько уменьшает КНД антенны. Уро- вень кроссполяризации тем меньше, чем меньше отношение Rolf, т. е. чем более длиннофокусное зеркало. Оба метода тем более точны, чем больше относительные разме- ры зеркала Roll и чем больше его радиус кривизны (т. е чем мень- ше отношение Rolf). Однако токовый метод дает более точные ре- зультаты при расчете боковых лепестков ДН, а также позволяет учесть явление кроссполяризации. В результате решения задачи дифракции сферической волны на параболоиде вращения численным методом [19] установлено, что точка на оси параболоида г, в которой вторичное поле макси- мально (при падении на параболоид плоской волны, т. е. прн рабо- те антенны в режиме приема), не совпадает с геометрическим фо- кусом. Смещение действительного фокуса невелико для коротко- фокусных (глубоких) параболоидов (160°<2уо<270°) и возрастает при уменьшении угла у0- Результаты расчетов ДН, полученные данным методом, показывают, что токовый и апертурный методы дают хорошую точность в области главного и ближайших боковых лепестков. Погрешность при расчете дальних лепестков токовым методом (не говоря уже об апертурном) может быть значительной. 9.2.3. КОЭФФИЦИЕНТ НАПРАВЛЕННОГО ДЕЙСТВИЯ ПАРАБОЛИЧЕСКОЙ АНТЕННЫ Коэффициент направленного действия зеркальной антённы мож- но рассчитать по (5.25), заменив в ией апертурный КИП (va) мно- жителем трез (результирующий, или полный КИП), учитывающим уменьшение КНД из-за действия ряда факторов: переливания ча- сти излученной облучателем энергии через края зеркала (рис. 9.14), вызывающего увеличение уровня боковых лепестков ДН зеркаль- ной антенны в задних квадрантах (дальние боковые лепестки); ошибки в фазовом распределении на раскрыве; затенения части поверхности раскрыва облучателем и элементами его крепления; кроссполяризации излучаемого поля и др. Таким образом, D = (9.14) где S=nRo2 — поверхность раскрыва; •Vpe3=Va,VrV2'V3 --- (9.15) Здесь va — апертурный КИП раскрыва зеркала; vj — множитель, определяемый переливанием части энергии через края зеркала (коэффициент перехвата); v2 — миожитель, определяемый затене- иием; *v3— множитель, определяемый фазовыми ошибками. |А 197
Flty) Рис. 9.14 Рис. 9.15 Коэффициент усиления зеркальной антенны G=i\D, где т]= —Р^/Робл', Робл — мощность, подведенная к облучателю. Коэффициент полезного действия т] зеркальной антенны учиты- вает тепловые потери энергии в облучателе, в элементах крепле- ния облучателя, в краске, покрывающей внутреннюю поверхность зеркала, и т. д. Обычно Апертурный КИП -va, если амплитудное распределение не зави- сит от угла <р', можно определить по (5.27). При этом относитель- ное амплитудное распределение в раскрыве Д(р/Ро) определяетси способом, проиллюстрированном иа рис. 9.11. Множитель -V] — коэффициент перехвата — есть отношение мощ- ности, излученной зеркалом Рг, к мощности, излученной облучате- лем РГОбл (потери в зеркале здесь не учитываются). Следователь- но, при осесимметричной ДН облучателя Ь I * V, 1 (9.16) б /о Множитель vs, учитывающий влияние затенения на КНД ан- тенны, может быть записан в виде [12] V, = D™ID» = [ f(p/«<,)<® Азат f f(pW,)dS s (9.17) где D3aT — КНД антенны с учетом затенения; Do — КНД без за- тенения; 5зат — затененная часть раскрыва зеркала. С точки зрения получения максимального КНД при заданных размерах зеркала идеальной является ДН облучателя, изображен- ная на рис. 9.15 (кривая 2). Эта ДН является осесимметричной и имеет два главных максимума, соответствующих краям зеркала. 198
При этом амплитудное распределение раскрыва зеркала получается равномерным (с учетом разных расстояний от фокуса зеркала до его вершины), т. е. va=l; переливание энергии за края зеркала от- сутствует (ДН имеет бесконечную крутизну ската); v(=l. Диаграммой направленности, похожей на кривую 1 рис. 9.15г обладают такие облучатели, как симметричный вибратор с рефлек- тором, рупор, щелевой излучатель. В интервале углов 0^у^я/2 эти ДН довольно хорошо аппроксимируются функцией вида cos’2 у. Если при заданной форме зеркала (/?0/f=const) расширить ДН облучателя, то амплитудное распределение в раскрыве зеркала становится более равномерным (va растет). Однако вместе с тем увеличивается доля энергии, проходящей мимо зеркала (умень- шается vi). При сужении ДН облучателя, наоборот, уменьшается •va и увеличивается vi. Два противоположно действующих на ре- зультатирующий КИП и КНД фактора при постоянной величине Rolf или угле раскрыва зеркалау0 и изменяемой ширине ДН облуча- теля определяют условие оптимального облучения зеркала с точки зрения получения максимального КНД. Оптимизацию КНД антен- ны, если известна ДН облучателя, можно осуществить с помощью ЭВМ (см. структурную схему программы расчета —приложение 2). При ДН облучателя вида cos0 условие оптимального облучения примерно обеспечивается при Дкр=Е'кр/£'о—0,316 (—10 дБ), где ЕкР — напряженность поля на краю зеркала. При этом результи- рующий КИП антенны достигает значения 0,7. Кроме того, пере- ливание энергии через края зеркала, приводящее к росту уровня дальних боковых и задних лепестков ДН антенны, значительно. Поэтому для снижения их уровня часто приходится уменьшать об- лучение краев зеркала, что снижает результирующий КИП. При выполнении условия оптимального облучения зеркала ширина ДН может быть ориентировочно определена по формуле Л()о.5— (65 ... 7О°)Х/2Яо. Параболические антенны, применяемые для космической радио- связи и в радиоастрономии, должны иметь высокий КНД (обычно больше 105), чтобы обеспечить прием весьма слабых сигналов; диаметры раскрывов этих антенн достигают десятков метров; ши- рина ДН определяется угловыми минутами. Стоимость изготовле- цмя_.больших- эеркал_ растет при _увеличении диаметра_раскрЫва примерно пропорцион ально третьей___степени ди а м етца. Поэтому результирующий КИП таких антенн, характеризующий степень ис- пользования поверхности раскрыва антенны, должен быть велик. Шумовая температура антенны, определяемая в основном уровнем дальних боковых лепестков ДН, должна быть низкой. Для обеспе- чения высокого vpe3 и низкой Тъ ДН облучателя должна иметь форму, по возможности приближающуюся к идеальной (рис. 9.15, кривая 3). Похожие ДН можно получить с помощью расфазиро- ванных рупоров и их модификаций. С помощью таких облучателей путем оптимизации их ДН и 199
геометрических параметров зеркала можно обеспечить высокий ре- зультирующий КИП (до 0,7 ... 0,75). Шумовая температура ан- тенны может быть снижена до 10 ... 15 К- 9-2.4. ВЛИЯНИЕ ТОЧНОСТИ ВЫПОЛНЕНИЯ ЗЕРКАЛЬНОЙ АНТЕННЫ НА ЕЕ НАПРАВЛЕННЫЕ СВОЙСТВА Неизбежные неточности при выполнении любой антенны, в ча- стности зеркальной (например, неточное выполнение поверхности зеркала, неточная установка облучателя), вызывают отклонение распределения поля на излучающей поверхности от расчетного и соответствующие искажения ДН. Прн этом на направленные свой- ства зеркальной антенны в основном влияют фазовые искажения. Ошибки в распределении поля по раскрыву могут быть систе- матическими и случайными. Причинами систематических ошибок бывают смещение облучателя из фокуса, затенение раскрыва зеркала облучателем и элементами его крепления и др. Причинами случайных ошибок являются недостаточная точность обработки по- верхности зеркала, случайные деформации поверхности антенны вследствие изменения температуры или ветровых нагрузок и др Систематические ошибки одинаковы в различных экземплярах антенны данной конструкции (при одинаковом методе изготовле- ния). Их можно учесть заранее (вопрос о влиянии различных фа- зовых ошибок на ДН рассмотрен в § 5.4). Случайные ошибки могут быть различными в отдельных экзем- плярах антенн, несмотря на одинаковые конструкцию и методы из- готовления. Заранее эти ошибки учесть невозможно, и влияние их можно оценить только статистическими методами, позволяющими находить средние (для данного семейства антенн) характеристики направленности или среднее значение некоторых параметров (на- пример, КНД). Правильная оценка влияния случайных ошибок на направлен- ные свойства антенны позволяет установить допуски на необхо- димую точность изготоЬления антенны. Это особенно важно при проектировании больших зеркальных антенн для космической ра- диосвязи и радиоастрономии, так как от значения допусков суще- ственно зависит стоимость антенны. Необходимо также иметь в виду следующее. Минимально возможная абсолютная ошибка в выполнении поверхности зеркала 6 (ошибка формы зеркала) (рис. 9.16) при данном состоянии технологии изготовления зеркал рас- тет примерно пропорционально диаметру зеркала. Поэтому отно- сительная точность изготовления зеркала 6/27?0 есть величина по- стоянная. Увеличение диаметра зеркала при заданной длине волны приводит к росту фазовых искажений в раскрыве зеркала ф, так как (см. рис. 9.16) ф—(2л/Х) (6-J-6 cos 0). Максимальная фазовая ошибка (при 6=0°) ф=(4л/Х-)6. Прн некотором значении фазовая ошибка ф превысит допу- 200
стимое значение и дальнейшее увеличение диаметра зеркала (или уменьшение X при заданном /?0) ухудшает ДН и уменьшает КНД. Другими словами, при данной относительной ошибке б/2/?0 имеет- ся некоторое предельное значение КНД антенны, которое нельзя превзойти ни увеличением диаметра зеркала, ни уменьшением длины волны. Правильный учет влияния случайных ошибок на на- правленные свойства антенны позволяет выбрать максимальный диаметр раскрыва антенны при заданной X или выбрать Кшп при заданном диаметре зеркала. Неточности изготовления поверхности зеркала характеризуют- ся двумя параметрами: допуском на изготовление поверхности зеркала и радиусом корреляции его деформаций. Допуском 6дОп называется такое отклонение поверхности зерка- ла от расчетной (в ту или другую сторону), которое не превыша- ется с заданной вероятностью (например, с вероятностью 0,9; 0,95; 0,99 и т. д.). Величина бдоп определяется технологическими воз- можностями изготовления зеркал. Если случайное отклонение поверхности зеркала от параболи- ческой формы подчиняется нормальному закону с нулевым сред- ним значением, то для обеспечения допуска бДОп с вероятностью 0,99 среднеквадратическое значение б определяется по формуле б=бДОП/2,6. Относительный допуск можно представить в виде б72Яо=1О-™. (9.18) В (9.18) величина т характеризует точность изготовления зерка- ла. Например, если т=3, то зеркало диаметром 2/?0=3 м изготов- лено с допуском 6=1 мм. Значение соответствует обычной технологии производства зеркал. 201
Чтобы получить m^4, т. е. увеличить точность изготовления зеркала, необходима весьма совершенная технология. Радиус корреляции С характеризует среднюю величину участ- ка деформации зеркала. Считают, что отклонение поверхности от расчетной в двух точках, отстоящих на расстоянии, превышающем С, практически независимы (некоррелированы). Значение С зави- сит от технологии изготовления зеркала. Обычно оно значительно больше X и удовлетворяет неравенству Х/л<С<2/?0. (9.19) Некоррелированные участки зеркала, где имеются ошибки в вы- полнении поверхности, ведут к увеличению мощности излучения, заключенной в боковых лепестках, и к уменьшению КНД антенны в главном направлении. Если выполняется условие (9.19) и фазо- вые ошибки малы, то снижение среднего КНД параболической ан- тенны D/Z)0=*v3=exp (—ф2). (9.20) Здесь Do — КНД антенны при отсутствии ошибок; D — КНД зеркала с учетом ошибок; ф=4лб/Х, рад —приближенное средне- квадратичное отклонение фазы в раскрыве; ф2—дисперсия апер- турной фазовой ошибки, характеризующая разброс случайной ве- личины относительно ее среднего значения. Зависимость потерь КНД от среднеквадратической ошибки формы зеркала (2дД)6 при СМ показана на рис. 9.17. Важно отметить, что увеличение уровня боковых лепестков из- за случайных фазовых ошибок наступает гораздо раньше, чем про- исходит существенное уменьшение КНД. Уровень боковых лепестков параболической антенны пропор- ционален дисперсии апертурной фазовой ошибки ф2 и квадрату радиуса корреляции С, измеренного в длинах волн. Последнее можно объяснить тем,» что каждый участок с коррелированными ошибками (область корреляции) можно рассматривать как неболь- шую излучающую поверхность, направленное действие которой воз- растает при увеличении ее размеров (С), что и приводит к увели- чению боковых лепестков всей антенны. Сказанное справедливо при выполнении условия (9.19) При одном и том же допуске иа точность обработки поверх- ности зеркало с меньшим радиусом корреляции обеспечит более низкий уровень боковых лепестков. Поэтому занимающие неболь- шую площадь неоднородности (винты, заклепки) почти не влияют на ДН антенны. При повышении частоты увеличиваются как фазовые ошибки, так и радиус корреляции, выраженный в длинах волн. Поэтому КНД антеины с неизменной площадью раскрыва увеличивается не пропорционально квадрату частоты, а медленнее. 202
На рис. 9.18 показана зави- симость КНД антеины от разме- ра раскрыва зеркала 2/?0/Х при различных относительных средне - квадратических ошибках формы зеркала б/2/?0- Графики справед- ливы при больших радиусах кор- реляции. Кроме неточностей изготовле- ния предельное значение КНД ограничивают весовые, ветровые и тепловые деформации (эксплу- атационные деформации), возни- кающие в процессе эксплуатации зеркала. В настоящее время при изготовлении параболических антенн применяется настолько точная технология обработки поверхности зеркала, что увеличением его диаметра практически можно реали- зовать почти любой требуемый КНД антенны. В основном при определении допуска 6ДОЛ исходят из допусти- мой фазовой ошибки фдоп в центре зеркала: фДсп= (4 л/Х) 6=±л/8, (9.21) откуда 6ДОЛ<Х/32. Средиеквадрэтическая ошибка формы зеркала 6 при заданной величине /?0 фактически определяет возможный диапазон исполь- зования параболической антенны, который определяется по при- ближенной формуле Xmax/Xmin = 2/?0/(100 . 300)6. Величина Хтах находится из условия применимости концепции геометрической оптики к расчету поля в раскрыве зеркала. Обычно считают, что Хтах^С2/?0/(5 ... 10). Полагают также, что 6= —Xmin/(20 . .30), откуда Хпип=(20 ... 30)6. Повысить точность выполнения отражающих поверхностей мож- но переходом от металлических конструкций к антеннам, выпол- ненным на основе пластмасс, металлизированных различными спо- собами. Применяются разные способы нанесения металла на пласт- массу: гальванопластический, напыление, наклеивание тонкой фольги и др. [12]. 9.2.5. ВЛИЯНИЕ ЗЕРКАЛА НА ВХОДНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ ОБЛУЧАТЕЛЯ Часть отраженных от зеркала лучей, иа пути которых нахо- дится облучатель, перехватывается последним (реакция зеркала). По отношению к отраженным от зеркала волнам облучатель ведет себя как приемная антенна. В основном на облучатель воздейст- ВуЮТ волны, отраженные вблизи вершины зеркала. Очевид- , 203
Рис 9.19. какого-либо согласующего в питающей линии вблизи от но, что чем больше КНД облу- чателя, тем большую отражен- ную энергию он перехватыва- ет. Перехваченное электромаг- нитное поле создает в линии питания волну, идущую от об- лучателя к генератору и ана- логичную по действию обыч- ной отраженной волие, возни- кающей в линии вследствие ее рассогласования с нагруз- кой. Появление отраженной от зеркала волны эквивалентно изменению входного сопротив- ления облучателя. Конечно, отраженную волну можно скомпенсировать с помощью устройства устанавливаемого облучателя. Однако дейст- вие такого согласующего устройства будет достаточно эффектив- ным только в сравнительно узкой полосе частот, так как с измене- нием частоты (из-за изменения разности хода лучей) меняется фаза коэффициента отражения. Хотя реакция зеркала вызывает сравнительно небольшое рас- согласование облучателя с фидером, однако оно опасно в широко- полосных системах (например, многоканальные РРЛ), где при этом ухудшаетси качество передаваемой информации. Существует несколько способов уменьшения реакции зеркала, наиболее радикальный из иих состоит в выносе облучателя из поля отраженных от зеркала лучей. Одним из способов устранения реакции зеркала является облу- чение его полем с вращающейся поляризацией. При падении на зеркало излучаемой облучателем волны направление вращения плоскости поляризации отраженной волны изменяется на обратное, вследствие чего она не принимается облучателем. Аналогичный ре- зультат может быть получен в случае облучателя, создающего ли- нейно поляризованную волну изменением поляризации отраженной ст зеркала волны на 90°. Для этого на освещенной поверхности зеркала устанавливается система плоских металлических пластин высотой Х/4, располагаемых параллельно с шагом t, равным при- мерно Х/6 ... Х/12. Пластины образуют с вектором Е падающего от облучателя поля угол, равный 45° (рис. 9.19). Вектор Епад мож- но разложить на две составляющие—параллельную кромке пластин Дц и перпендикулярную кромкам Составляющая £|( отра- жается от кромок пластин, а составляющая Е±—от зеркала. При этом она проходит дополнительный путь по сравнению с Е , рав- ный 2Х/4, что дает сдвиг фаз между составляющими 180°. В ре- зультате плоскость поляризации отраженной волны £ОТр оказыва- ется повернутой по отношению к плоскости поляризацни падающей волны Еьад иа 90°. Этот метод, одиако, позволяет устранить реак- цию зеркала на облучатель только в узкой полосе частот. 9.2.6. УПРАВЛЕНИЕ ДИАГРАММОЙ НАПРАВЛЕННОСТИ ПАРАБОЛИЧЕСКОГО ЗЕРКАЛА Если фазовый центр облучателя сместить из фокуса в направ- лении, перпендикулярном оси зеркала (рис. 9.20,а), то лучи, отра- женные в соответствующих точках верхней и нижней половине зеркала, достигают поверхности раскрыва неодновременно, т. е. поверхность раскрыва зеркала перестает быть синфазной. Можно показать, что при небольшом смещении облучателя Дх и доста- точно длиннофокусном зеркале фазовое распределение поверхно- сти раскрыва близко к линейному. Поэтому вынос облучателя из фокуса в направлении, перпендикулярном оси зеркала, приводит к повороту ДН в сторону, противоположную смещению облучателя (см. § 4.5). Угол поворота ДН етах (рис. 9.20,6) при малых сме- щениях облучателя примерно равен углу смещения облучателя <хь определяемому по формуле tgai=Ax/f- Фронт волны в раскрыве зеркала поворачивается на угол <ц. В действительности при сме- щении облучателя из фокуса кроме линейного изменения фазы по- являются фазовые ошибки более высоких порядков, из которых наибольшую роль играют кубические. Знаки кубической и линей- ной фазовых ошибок противоположны. Поэтому ДН поворачива- ется на меньший угол, а главный лепесток становится несиммет- ричным относительно своего максимума и уровень боковых лепе- стков со стороны, противоположной смещению ДН, возрастает. Смещение облучателя из фокуса широко используется в радио- локации для управления ДН параболического зеркала. Практиче- ски обычно облучатель перемещается ие перпендикулярно оси z, а по дуге, радиус которой равен фокусному расстоянию. Во избе- жание значительных искажений ДН из-за появления кубической фазовой ошибки угол поворота ДН должен быть невелик и обыч- di,?6* Фазовое но не должен превышать удвоен- ной или утроенной ширины (по половинной мощности) ДН. Ис- пользуя два смещенных в разные стороны относительно фокуса не- подвижных облучателя, можно получить две независимые ДН дли связи с корреспондентами, имеющими разные азимуты. распреОелвние а) 6) Рис. 9.20 205 204
Заметим, что при смещении облучатели из фокуса вдоль оси зеркала на поверхности раскрыва возникают фазовые искажения, симметричные относительно вершины зеркала, что расширяет глав- ный лепесток и увеличивает уровень боковых лепестков ДН. При больших смещениях излучение в главном направлении уменьшает- ся и появляются два боковых максимума. Чтобы фазовая ошибка из-за смещения облучателя не превышала допустимого значения л/4, должно выполняться условие AzAOn^X/8(l—cos то)- Обычно место установки облучателя подбирается экспериментально. 9.3. ДВУХЗЕРКАЛЬНАЯ АНТЕННА В двухзеркальной антенне (рис. 9.21) используются две отра- жающие поверхности: основная — большое параболическое зерка- ло и вспомогательная — малое зеркало в виде гиперболоида (ан- тенна Кассегрена) или эллипсоида вращения (антенна Грегори). Роль малого зеркала состоит в пер. тражении падающей на не- го сферической волны облучателя на оолыное зеркало. При этом вследствие геометрических свойств гиперболы (или эллипса) отра- жаемая малым зеркалом сферическая волна как бы исходит из одной точки — фокуса Fi, совмещаемого с фокусом большого зеркала. Эта волна трансформируется большим зеркалом в пло- скую. Параболическое зеркало излучает так, как будто в его фокусе находится мнимый (виртуальный) облучатель, создающий сферическую волну. Второй фокус малого зеркала совмещается с фазовым центром облучателя (обычно рупора). Геометрия двухзеркальной антенны определяется следующими параметрами: и 7?м — соответственно радиусы раскрывов боль- шого и малого зеркал; 2уо— угол раскрыва большого параболои- да; 2ао — угол облучения источником (облучателем) краев малого Основное Всломоеатель- Эквивалент- зеркало ное зеркало пая парабола зеркала; /о —фокусное рас- стояние большого зеркала; —фокусное расстояние малого зеркала; 2с — рас- стояние между фокусами малого зеркала; е — эксцен- триситет малого зеркала. Независимыми переменны- ми являются только четыре параметра, остальные могут быть определены через них. Обычно в качестве независи- мых переменных берутся /?0, Яы, То, «о. В аитение Кассегрена выбор угла у0 произволен, ои ничем ие ограничен. 206
В антенне Грегори угол уо может быть взят лишь меньше 90° (если уо^90°, то отраженные от одной половины малого зеркала лучи на пути к большому встретят вторую половину малого зеркала, т. е. будут им затенены). Поэтому антенны Грегори могут быть только длиннофокусными. Эти антенны применяют сравнительно редко. Для расчета ДН двухзеркальной антенны необходимо знать амплитудное распределение на раскрыве большого зеркала, кото- рое можно найти методом геометрической оптики. Проще, однако, заменить двухзеркальную систему эквивалентным параболоидом и найти амплитудное распределение на его раскрыве. Такой прием позволяет при расчете амплитудного распределения исключить из рассмотрения вспомогательное зеркало. Поверхность эквивалентного параболоида представляет собой геометрическое место точек пересечении лучей, создаваемых облу- чателем, находящимся в фокусе малого зеркала jF2 с лучами, отраженными от основного зеркала (см. рис. 9.21). Лучи, отражен- ные от эквивалентного параболоида, направлены навстречу лучам, отраженным от основного зеркала. Однако для анализа работы антенны это обстоятельство ие имеет существенного значения. Двухзеркальная антенна по своим электрическим свойствам эк- вивалентна антенне с параболическим зеркалом с фокусным рас- стоянием рассчитываемым по формулам, полученным методом геометрической оптики: fs=(e+l)h/(e— 1) (9.22) (вспомогательное зеркало — гиперболоид); f3=(e+l)f0/(l~ е) (9.23) (вспомогательное зеркало—эллипсоид); е — эксцентриситет мало- го зеркала. Радиус раскрыва эквивалентного параболоида равен радиусу раскрыва большого зеркала двухзеркальной антенны /?0. Величи- ны /о и связаны соотношением fs _ tg(To/2) = I е-Ц I = m fc tg(«o/2) |е-1 | тде m — коэффициент увеличении. Обычно т=2 ... 6. Амплитудное распределение на раскрыве эквивалентного параболоида опреде- ляется ДН облучателя и отношением оно ие отличается от амплитудного распределения основного зеркала. Амплитудное рас- пределение эквивалентного параболоида рассчитывается так же, как в случае однозеркальиой антенны (см. 9.2.2). Для получения наиболее равномерного амплитудного распределения (максималь- ного КИП) ДН облучателя должна быть похожа иа идеализиро- ванную диаграмму, изображенную на рис. 9.15, кривая 2 (см. 207
Из (9.24) видно, что фокусное расстояние эквивалентного пара- болоида больше фокусного расстояния основного зеркала. Следо- вательно, при данном облучателе амплитудное распределение в раскрыве двухзеркальной антенны получается более равномерным, чем у однозеркальной антенны с таким же отношением Roff. Двухзеркальная антенна обладает рядом преимуществ по срав- нению с однозеркалыюй. Вспомогательное зеркало облегчает под- бор наиболее благоприятного амплитудного распределения в рас- крыве параболоида (подробный анализ показывает, что трансфор- мация амплитуд поля источника происходит только на малом зеркале; большое зеркало лишь выравнивает фазовое распределе- ние) и тем самым обеспечивает сравнительно высокий результиру- ющий КИП зеркала, доходящий при тщательном выполиеиии антенны до 0,7. Так как в двухзеркальной антенне облучатель можно расположить близко к основному зеркалу, то упрощается подводка питания к облучателю, укорачивается длина линии пита- ния и облегчается крепление этой линии и облучателя. Укорочение линии питания ведет к уменьшению потерь в ней и снижению шу- мовой температуры тракта питания (последнее важно при исполь- зовании антенны для космической радиосвязи). Анализ показывает, что эффективная поверхность виртуального облучателя меньше эффективной поверхности реального облучате- ля. Это значит, что получить заданное амплитудное распределение на излучающей поверхности двухзеркальной антенны можно при облучателе с большим раскрывом, чем в случае однозеркальной антенны. Возможность увеличения раскрыва облучателя облегча- ет его согласование с волноводом. Диаграмма направленности об- лучателя двухзеркальной антенны должна быть значительно уже ДН облучателя однозеркальной антенны. Короткофокусные параболоиды (однозеркальные и двухзер- кальные) с углом раскрыва зеркала 2уо=2ОО ... 210° увеличивают защитное действие антенны, так как уменьшается переливание энергии через края основного зеркала. С этой же целью иногда по периметру раскрыва большого зеркала устанавливают цилиндри- ческие экраны. В результате применяемых мер коэффициент за- щитного действия двухзеркальных антенн может достигать значе- ний 70 ... 75 дБ. Основными недостатками двухзеркальной антенны являются ре- акция малого зеркала иа облучатель и связанное с этим ухудшение диапазонных свойств. Для борьбы с этим явлением необходимо применять специальные меры, усложняющие антенны. Недостат- ком двухзеркальной антенны является также затенение раскрыва параболоида вспомогательным зеркалом и элементами его крепле- ния, а также переливание энергии облучателя через края этого зеркала. Теневой эффект, создаваемый вспомогательным зеркалом, вов- растает при увеличении радиуса раскрыва малого зеркала, поэто- 208
му при выборе размеров вспомогательного зеркала обычно исхо- дят из соотношения /?м=(0,06 ... О,2)/?о- Переливание энергии че- рез края малого зеркала, вызывающее рост боковых лепестков ДН двухзеркальной антенны, все же не так опасно, как в одпозеркаль- ной антенне, где оно приводит к росту лепестков в задних квадран- тах и ухудшению защитного действия антенны. Установлено, что затенение получается минимальным, если рав- ны размеры теней, отбрасываемых раскрывом облучателя и вспо- могательным зеркалом. Условие минимального затенения «и/«06л=/о/2с, (9.25) где /?Обл — радиус раскрыва облучателя; 2с — расстояние между фокусами малого зеркала. Для выполнения соотношения (9.25) при известных Кобл и fo необходимо подобрать величину 2с. Влияние затенения на КНД при /?м//?о<1/3 невелико. Оптимизировать геометрические парамет- ры двухзеркальной антенны можно с помощью ЭВМ. Применяя в двухзеркальной системе поверхности, несколько от- личные от правильных параболоидов, эллипсоидов и гиперболои- дов (квазипараболические или оптимизированные антенны), мож- но получить более равномерное амплитудное распределение в рас- крыве основного зеркала при меньшем переливании энергии через его края, чем это имеет место в обычной двухзеркальной антенне. Результирующий КИП такой антенны может достигать 0,8 при обычной ДН облучателя. Равномерное амплитудное распределение в раскрыве большого зеркала при большом коэффициенте пере- хвата (vi) обеспечивается малым зеркалом благодаря модифика- ции формы его поверхности. При этом форма поверхности большо- го зеркала выбирается так, чтобы обеспечить синфазное возбужде- ние его раскрыва. В качестве облучателя обычно используется ру- пор. При относительно малых размерах вспомогательного зеркала оказывается возможным не модифицировать большое зеркало. 9.4 ОБЛУЧАТЕЛИ ЗЕРКАЛЬНЫХ АНТЕНН В качестве облучателей зеркал, выполненных в виде параболои- дов вращения, применяют слабонаправлепные антенны, обладаю- щие однонаправленным излучением (в сторону зеркала). Фазовый центр облучателя совмещается с фокусом зеркала. При этом об- лучатель должен создавать в пределах угла раскрыва зеркала сфе- рическую или близкую к ней волну. Диаграмма направленности облучателя должна обеспечивать требуемое амплитудное распределение в раскрыве при малом пере ливании энергии через края зеркала, по возможности обладать осевой симметрией и минимальным уровнем боковых и задних ле- пестков. Структура излучаемого облучателем поля должна быть такова, чтобы было незначительным поле с поперечной поляриза- иней. Желательно иметь малые размеры облучателя, чтобы умень- 14—6464 " 209
вшить его экранирующее действие (теневой эффект) на поле, излу- чаемое зеркалом; элементы крепления облучателя также не долж- ны существенным образом искажать отраженное зеркалом поле. Диапазонные свойства параболической антенны в основном зави- сят от облучателя, поэтому от него требуется широкая полоса про- пускаемых частот как по направленным свойствам, так и по вход- ному сопротивлению. Облучатель и его тракт питания следует рас- считывать и конструировать так, чтобы заданная мощность пропу- скалась без возможности пробоя диэлектрика. Если необходимо, чтобы антенна обладала большой широкопо- лосностью, то в качестве облучателей могут использоваться лого- периодические антеииы, плоские и конические спирали. Вибраторные облучатели, питаемые с помощью коаксиальных линий, применяют обычно в дециметровом диапазоне и в длинно- волновой части сантиметрового диапазона. Для создания однона- правленного излучения используют контррефлекторы в виде пас- сивных вибраторов или металлических дисков диаметром (0,7 ... ... 0,8)X (рис. 9.22). Фазовый центр облучателя находится между вибратором и рефлектором. Диаграмма направленности облучате- ля с дисковым рефлектором близка к осесимметричной и прибли- женно может быть определена по формуле Fo (у) =cos2 у. Переход от коаксиальной линии к симметричному вибратору осуществляет- ся по одной нз схем, рассмотренных в § 7.3. Вибраторы, питаемые с помощью волноводов, - - волноводно-ви- браторные облучатели (рис. 9.23)—применяют на волнах короче 10 см. В середине выходного отверстия волновода устанавливается тонкая металлическаи пластина перпендикулярно линиям вектора Е, к которой в их центре крепят два вибратора на расстоянии при- мерно (0,3 ... 0.25А,) друг от друга. Вибраторы возбуждаются по- лем, выходящим из открытого конца волновода. Длины вибрато- ров подбираются так, чтобы второй вибратор играл роль контр- рефлектора. Фазовый центр расположен между вибраторами (бли- Рис. 9.22 Рис. 9.23 3J10
Рис. 9.24 Рис. 9.25 же к первому из них). Стенки волновода, параллельные вектору Н, суживаются к концу для того, чтобы ослабить затенение зерка- ла волноводом. Вибраторные облучатели целесообразно использовать в случае довольно глубоких параболических зеркал (примерно при 2у0= =120 ... 180°). Недостатком вибраторных облучателей является их узкополосность. Для создания круговой поляризации можно применять спираль- ный и крестообразный (турникетный) облучатель (рис. 9.24). Об- лучатели этого типа применяются также в зеркальных антеннах: РРЛ, если передаваемые и принимаемые поля имеют взаимно пер- пендикулярную поляризацию. В этом случае один из вибраторов используют для передачи, другой — для приема. На сантиметровых и более коротких волнах широко применяют волноводные (круг- лые и прямоугольные) и рупорные облучатели (рис. 9.25). Иногда их используют и иа дециметровых волнах. Эти облучатели позво- ляют передавать большую мощность и имеют лучшие диапазонные свойства, чем вибраторные. Однако из-за наличия волновода зате- няется зеркало. Небольшой пирамидальный илн конический рупор J на конце волновода позволяет получить пространственную ДНГ 1 сравнительно симметричную относительно оси зеркала. Такой об- лучатель имеет более узкую ДН, чем волноводный, и поэтому мо- жет применяться в случаях более длиннофокусных параболоидов. Рупорный облучатель имеет значительно меньшее излучение в об- ратном направлении, чем волноводный. Применение рупорного об- лучателя с фазирующей секцией позволяет с помощью зеркала по- лучить вращающуюся поляризацию. С помощью рупора можно обеспечить оптимальное облучение зеркала с углом раскрыва 2уо= =100 ... 150°. Однако такие облучатели создают амплитудное рас- пределение в раскрыве зеркала, далекое от равиомериого. При л— <=>< .^этом утечка энергии за края зеркала довольно высока (мал ко- ?1ч,,'^®в'вм'"ЗффИциент vi). Н'чз 211
Рупоры, предназначенные для облучения неоптнмизированных антенн, долж- «ы иметь ДН с двумя максимумами, соответствующими краям малого зерка- ла, и небольшой впадиной в направлении вершины зеркала (см. рнс. 9.15, кри- вые 2 и 3). Похожие ДН имеют расфазировэнные рупоры. Так как оптимизация двухзеркальной антенны состоит в подборе профилей зеркал в соответствии с заданной формой ДН облучателя, то иет необходимости в наличии у послед- него ДН, изображенной на рис. 9.15 (кривая 3). Основными требованиями, предъявлиемымн к форме ДН облучатели оптимизированной антеины, являются ее осеваи симметрия (при куполообразной форме вершины) и минимальная утеч- ка энергии вне сектора облучения малого зеркала (крутые скаты ДН) (рис. 9.26). Среди различных типов рупорных антенн, позволиющих получить требуемую форму ДН, достаточной гибкостью и конструктивной простотой обладают рас- фазированные рупоры с изломом конической образующей (рис. 9.27) [9, 12]. Такой рупор состоит как бы из двух частей: I, примыкающая к волноводу, может рассматриваться как почти синфазный рупор (угол раствора 2у( мал); II, примыкающая к части I, может рассматриваться как сильно расфазирован- ный рупор (угол раствора 2у2 велик), питаемый синфазным. В месте соединения рупорных частей происходит излом конической обра- зующей. Внутри рупора с изломом основной поток электромагнитной энергии, формируемый рупорной частью I, заключен в угловом интервале 2yi («освещен- ная> область пространства). По мере удаления от освещенной области в тене- вую (эта область заштрихована) этот поток существенно ослабляется. В ре- зультате ослабления амплитудное распределение возбуждающего поля в раскры- ве рупора резко спадает к краим раскрыва. Причем характер амплитудного рас- пределения получается примерно одинаковым в Е- и Я-плоскостих, чего нет в обычных сильно расфазированных рупорах. Поэтому ДН рупора с изломом примерно одинаковы в обеих главных плоскостях (осевая симметрия ДН) и имеют крутые скаты. Форма вершины главного лепестка примерно совпадает с формой вершины ДН обычного расфазированного рупора в плоскости Н, имею- щего ту же расфазировку. При минимальных габаритах рупора куполообразная форма вершины ДН — облучатель оптимизированной антенны (см. рис. 9.26) — соответствует суммарной расфазировке фЕ=л; почти плоская — фЕ = 1,5зх; во- ронкообразная — облучатель иеоптимизированной антенны (см. рис. 9.15, кри- вая 3), фг=зх-2. Суммарная расфазировка поля определяется собственной рас- фазировкой рупора 11 и расфазировкой, определяемой расстоянием до точки на- блюдения, например до малого зеркала. Необходимо отметить, что начиная -780е О Рис. 9.26 780° 6 Рис. 9.27 212
a Рис. 9.28 Рис. 9.29 с уровня примерно —20 дБ ДН в плоскости Е становится шире, чем в плоско- -сти Н, а уровень бокового излучении — существенно выше. Расстояние от фа- зового центра рупора с изломом до раскрыва рупора II может быть определено по формуле $ф.ц= (2fl2—Gi)/2tgy2. Одним из способов получения ДН. необходимой для облучения оптимизи- рованного зеркала (куполообразная), является выполнение стенок конического рупора, возбуждаемого волной Ни, гофрированными, с определенной глубиной гофра (канавки). В стенках рупора прорезается ряд концентрических четверть- волновых канавок с расстоянием s между ними (импедансная структура) (рис. 9.28). Такие канавки имеют большое входное сопротивление дли продоль- ной составляющей поверхностных токов проводимости. Резкое ослабление этих токов на стенках рупора вызывает ослабление ие только тангенциальной, ио и нормальной составляющих вектора Е, а следовательно, и токов смещения в стен- ках рупора. Последнее объясняется тем, что согласно закону непрерывности полного тока токи смещения у стенок рупора проходят в продольные токи про- водимости, ослабление которых вызывает пропорциональное ослабление нормаль- ного к стенкам тока смещения. При этом амплитудное распределение в плоско- сти Е раскрыва рупора оказывается спадающим по направлению от центра рас- крыва к его краям, т. е. имеет такой же характер, как н в плоскости Н. При Слизких амплитудных распределениях в плоскостях Е и Н близкими оказывают- ся и ДН в этих плоскостях. Оптимальными являются параметры гофра rf=X/4, Рупоры с канавками обладают малой утечкой энергии вие области главного лепестка н одинаковым положением фазового центра во всех плоскостях поля. Для улучшения согласования рупора с волноводом прорезают канавки по спи- рали с шагом вдоль стеики рупора Л/2. С этой же целью можно выполнить ка- навки с переменной глубиной (уменьшающейся, например, от JL/2 до Л/4 по мере приближения к раскрыву). Наличие у рупора с изломом малого синфазного рупора увеличивает его продольный размер. Создать синфазный фронт в заданном сечении рупора без увеличении его продольного размера можно, установив в горле расфазироваи- тюго рупора диэлектрическую втулку (рис. 9.29) [9]. Такие антенны позволяют синтезировать практически любую форму главного лепестка ДН и находят все большее применение. Основные их недостатки те же, что н у рупоров с канав ками: сложность конструкции, высокие требования к точности выполнения, не- пйч^-^»‘^й5возможность использования при больших мощностях. J, ** 213
Увеличить крутизну скатай главного лепестка и уменьшить уровень боково- го излучения рупора с изломом можно соответствующим увеличением расфази- ровки. При этом, однако, резко увеличиваются геометрические размеры рупора- и ухудшается форма вершины главного лепестка в плоскости Е (изрезаииость). Желаемый эффект можно получить путем нарезания на стенках рупора с изло- мом импедансных «запирающих> канавок (рис. 9.30). Для достижения сущест- венного эффекта в таком комбинированном рупоре (в отличие от обычного рас- фазироваииого рупора) достаточно прирезать 4—6 канавок. Таким образом, комбинированный рупор [20] сочетает полезные свойства рупора с изломом и рупора с канавками. Комбинированные рупоры при равных электрических раз- мерах отличаются от рупоров с изломом меньшими габаритами, а от рупоров с канавками на стенках — большей технологичностью за счет уменьшения числа канавок. Можно значительно уменьшить габаритные размеры (в 4 . .5 раз по сравне- нию с другими облучателями) облучателя, прнмеиия не сильно расфазированный рупор ("фтах^л) с импедансной структурой на внутренних стенках (система ка- навок) [21]. При установке облучателя необходимо знать положение его фазового цент- ра, так как последний должен совпадать с фокусом зеркала. Фазовый центр волны, излученной рупорной антенной, совпадает с вершиной рупора только при фазовых сдвигах на краях раскрыва (фт«х), превышающих 1,25 .. 1,5л. С уменьшением расфазировки фазовый центр постепенно смещается к раскрыву рупора и при фтПХ=0 (практически при фтСх=40 ... 60°) совпадает с центром раскрыва. При *фтал:<100 ... 120е положение фазового центра пирамидальной рупор- ной антенны в главных плоскостях можно определить по формулам г„£„^0,09*^ео»(0.22*^„); zE/t£^O.I8^cos(O.S8 0- Здесь z — расстояние от центра раскрыва рупора до фазового центра; и определяются по (9.1) и (9.2). Из этих формул видно, что при облучении антенны пирамидальным рупо- ром с квадратным раскрывом нельзя обеспечить синфазкость ее апертуры (фа- зовые центры рупора в плоскостях Е и Н не совпадают). Если для получения осесимметричной ДН принять ар=1,5&р, то положения центра рупора в плоско- стях Е и И практически совпадают. Положение фазового центра конического рупора (при фпюг< <100 ... 200°, где фшах=яа2/1Ь; а —радиус раскрыва рупора) оп- ределяется по формулам 2я/Ь^0,049ф2тпох; zE/L^01104ip2max. Следует иметь в виду, что на практике фазовый фронт волны облучателя вблизи поверхности зеркала часто существенно отли- чается от сферического (это относится к некоторым вибраторным облучателям, несиифазным рупорам, логопериодическим облучате- лям и др.) и, кроме того, возможна неточность в установке облу- чателя. Все это приводит к уменьшению КУ антенны. Существуют различные способы уменьшения УБЛ рупорных об- 214
лучателей, обладающие однако существенными недостатками (сни- жение КУ, изменение геометрических размеров и др.). В [22] опи- сан метод уменьшения УБЛ в широком секторе углов при сохра- нении КУ, а также ширины и формы главного лепестка ДН в пределах рабочего сектора применением пирамидальных или ко- нических поглощающих насадок с оптимальным углом раствора. 9.5. AHTFHHA —ПАРАБОЛИЧЕСКИЙ ЦИЛИНДР. УГОЛКОВАЯ АНТЕННА В ряде случаев необходимо иметь в двух главных плоскостях ДН, значительно отличающиеся по ширине. При этом пространст- венная ДН имеет форму веера. Для получения веерной ДН разме- ры раскрыва зеркала в двух взаимно перпендикулярных плоско- стях должны быть различны. Такая диаграмма может быть полу- чена, например, с помощью усеченного параболоида. Одиако в этом случае трудно обеспечить оптимальное облучение зеркала точечным облучателем. Значительно легче получить простую веер- ную ДН с помощью антенны, состоящей из металлического зерка- ла, поверхность которого имеет форму параболического цилиндра, и линейного облучателя, расположенного вдоль фокальной оси это- го цилиндра (рис. 9.31). Сечение цилиндра плоскостью yOz пред- ставляет параболу, а плоскостью xOz— прямую линию. Длина об- лучателя равна примерно длине (высоте) цилиндра h. Если на поверхность цилиндра падает цилиндрическая волна, то благодаря геометрическим свойствам параболы эта полна, от- ражаясь по законам геометрической оптики, трансформируется в плоскости yOz в плоскую. В плоскости xOz цилиндр не обладает трансформирующими свойствами. Поверхность раскрыва цилиндра ABCD имеет форму прямоугольника со сторонами 2/?0=АВ и h. Эта поверхность возбуждается синфазно. Сиифазность возбужде- ния вдоль оси у обеспечивается трансформирующими свойствами параболического цилиндра в плоскости yOz, а вдоль оси х — тем, что все элементы линейного облучателя возбуждаются синфазно и •создают вдоль оси облучателя синфазное поле. Характерные особенности параболических цилиндрон следую- щие: 1) параболический цилиндр значительно легче выполнить, чем параболоид вращения. Например, применяя параболические ци- линдры в качестве коротковолновых антенн, можно выполнить их из отдельных проводов; 2) в случае параболического цилиндра поле •с паразитной поляризацией отсутствует (если вектор падающего поля поляризован вдоль фокальной оси) или весьма мало (вектор Е поляризован перпендикулярно фокальной оси); 3) реакция зеркала на облучатель в случае параболического цилиндра значи- тельно больше, чем в случае параболоида. В плоскости xOz ДН параболического цилиндра (см. рис. 9.31) □^копирует ДН синфазного облучателя. Ее ширина определяется ли- ’s ML 215 4! 413
Рис. 9.32 нейным размером h раскрыва в направлении осн х и амплитуд- ным распределением вдоль этой оси. В плоскости yOz ДН антенны может быть рассчитана методом, изложенном в п. 9.2.2, но при этом функция fi (р/Я0) заменяется функцией ft (y/Ro) (см. [6], при- ложение 5). В тех случаях, когда не требуется особая точность расчета, амплитудное распределение fi (у/Ro) может быть аппро- ксимировано функцией f(j//%)=A-i-(l— Л) cos (лу/2И„). При такой аппроксимации электромагнитное поле в середине рас- крыва (^—0) принято равным единице, а на краю раскрыва (#= —Ro) равно Л. При принятой упрощенной аппроксимации электромагнитное поле в дальней зоне, создаваемое рассматриваемой антенной, мож- но представить в виде суммы электромагнитных полей, создавае- мых двумя совмещенными антеннами с линейным размером раскрыва 2/?0. В одной из этих антенн распределение электромаг- нитного поля будет равномерным с амплитудой Д, а в другой— подчиняться косинусоидальному закону с амплитудой в середине раскрыва (1-Л). Формула для нормированной диаграммы направленности антен- ные распределением электромагнитного поля, определяемым урав- нением упрощенной аппроксимации, имеет вид F(6) = |д-^ + 2(1—А) созц й 1 — (2и/л)2 фд+—(!-&) 71 (9.26) где u=fc/?osin 6/2. Суммирование следует производить с учетом знаков слагаемых. Если в пределах затеняющего препятствия функцию f(y/Ro) мож- но считать постоянной и равной единице, то влияние затенения зеркала облучателем в плоскости yOz учитывается вычитанием из выражения (9.26) величины 2ai sin ui/(/?oui), где (&ai/2) sin 6; ai — ширина облучателя. 216 ПИ HVh ОЧпд
Обычно результирующий КИП параболического цилиндра ие превышает 0,5 ... 0,6. Параболический цилиндр обычно облучается с помощью син- фазной многощечевой волноводной аитениы (см. § 8.2), волновод- ной многовибраторной антенны, рупорной линейной решетки, сег- ментной параболической антенны, уголковой антенны и т. п. Сегментная параболическая антенна (рис. 9.32) представляет собой параболический цилиндр, ограниченный близко расположен- ными металлическими плоскостями, перпендикулярными его оси. В фокусе параболы помещается облучатель — открытый конец волновода или небольшой рупор. Такая антенна фокусирует лучи так же, как открытый параболический цилиндр. В раскрыве сег- ментной параболы получается синфазное поле. Пнтание полуволновых вибраторов волноводно-вибраторной ан- тенны (рис 9.33) осуществляется с помощью небольших отрезков коаксиальных линий с симметрирующими щелями. Коаксиальные линии возбуждаются с помощью зондов, погруженных в волновод и параллельных вектору Е. Зонды поочередно присоединяются то к левому, то к правому плечу вибраторов, что при расстоянии меж- ду вибраторами, равном Хв/2 (Хв— длина волны в волноводе), обеспечивает их синфазное возбуждение. Уголковая антенна (рис. 9.34) состоит из зеркала (рефлекто- ра), образованного двумя плоскими металлическими пластинами, и вибратора или системы коллинеарных вибраторов, расположен- ных в плоскости биссектрисы угла зеркала у. При использовании антенны в широком диапазоне частот хорошие результаты дает применение биконического вибратора. Поле, излученное антенной, является суммой поля, излучаемого непосредственно вибратором (облучателем), и поля, создаваемого вторичными токами, текущи- ми по поверхности зеркала. При правильном подборе угла у и рас- стояния d от осн облучателя до вершины зеркала максимальное 217
излучение получается в направлении биссектрисы угла у. Угол у обычно берется равным 1807л, где п — целое число (1, 2, 3, ...). Строгий анализ направленных свойств уголкового зеркала ко- нечных размеров крайне сложен [19]; он требует знания распре- деления токов на поверхности рефлектора. В настоящее время строго рассмотрен только случай, когда ширина пластины L ко- нечна, а высота антенны Н=<х>. При инженерных расчетах обычно пользуются методом зеркальных изображений, который совершен- но строг при бесконечных размерах зеркала. В результате расчетов установлено, что отношение d/Л следует выбирать в пределах 0,25 ... 0,75 при у=90°; 0,35 ... 0,8 при у= =60°; 0,5 ... 1,0 при у=45°. Чтобы в секторе 6<у/2 реальная ДН антенны удовлетворитель- но совпадала с рассчитанной для бесконечного зеркала, необходи- мо выполнение соотношения 1^>(3—4)rf. По высоте Н зеркало должно выступать за пределы вибратора на величину (0,1 . ...0,2)Х. Уголковая антенна отличается конструктивной простотой. Креп- ление вибраторов можно осуществлять как с помощью диэлектри- ческих изоляторов, так и «металлических изоляторов», что пред- почтительнее. С помощью такой антенны при ее приемлемых раз- мерах можно получать ДН шириной примерно до 20° (по половин- ной мощности). По своим направленным свойствам антенна близка к параболическому цилиндру е такими же размерами. Антенны данного типа широко применяют на дециметровых вол- нах. Уголковые антенны используют также на метровых волнах, 9.6. УРОВЕНЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ПАРАБОЛИЧЕСКОЙ АНТЕННЫ В ОБЛАСТИ ТЕНИ (РЕЗУЛЬТАТЫ ПРИМЕНЕНИЯ ГЕОМЕТРИЧЕСКОЙ ТЕОРИИ ДИФРАКЦИИ) В ряде случаев, в частности в радиорелейной радиосвязи, важное значение имеет УБЛ в заданных квадрантах в направлениях, близких к направлению 0 ... 180". Обычно в этих направлениях УБЛ (коэффициент защитного дей- ствия) должен составлять не более —60 ... —70 дБ. Рассмотренные приближенные методы расчета напряженности поля парабо- лической антенны (токовый и апертурный) не позволяют найти поле в задних квадрантах (в области тенн). Вполне удовлетворительную точность расчета УБЛ в области тени дает метод равномерной геометрической теории дифрак- ции (РГТД). Как и геометрическая оптика, РГТД базируется на предположе- нии, что энергия распространяется вдоль лучей, однако в отличие от геометри- ческой оптики в ней помимо падающих, отраженных н преломленных лучей рассматриваются так называемые дифракционные лучи. Напряженность поля, создаваемого в области тени параболической антенны» обусловлена в основном краевыми дифрагированными лучами, возникающими 218
в местах падения волны, созданной облучателем. В случае двухзеркальной антенны—это волна, созданная облуча- телем и отраженная от вспомогательно- го зеркала на кран (ребро) зеркала (рис. 9.35). В направлении оси зеркала поля- ризация дифрагированного поли, оппе- деляемого ребром антенны, соответству- ет поляризации поля облучателя. Кросс- поляризационная составляющая поля для направлений, близких к оси зер- кала, невелика. Будем считать, что об- лучатель создает поле, поляризованное в направлении, параллельном оси х. Как показано в {12}, составляющая дифрагированного поля Ехл в этом случае определяется выражением Рд Jo(kRoSinB) ехр( 1йг) g £7 =------------------------ cos 2в>'J-(kR0 sin В)--------, (У- 2 sin(-r0/2) г где Ео — напряженность поля, создаваемого облучателем в центре раскрыва .зеркала (в случае двухзеркальной антенны — это центр раскрыва эквивалентно- го параболоида); д/— полярный угол в плоскости yOz-, Д=Екр/Ео; То — поло- вина угла раскрыва зеркала. При выводе формулы (9.27) предполагалось, что ДН облучателя осесимметрична и поэтому уровень облучения краев зеркала одинаков. Величина Е»д нормируется по отношению к напряженности поля в направ- лении максимального излучения антенны Етах, которак в соответствии с (I.2I) (полагая ц=1) определяется по формуле Е™.,= /бб^Д,г, (9.28) 4п где — мощность, излучаемая апертурой антенны; va — апертурный КНД нтенны. При осесимметричной ДН облучателя мощность, перекзлучаемая апертурой зеркала Р2а, может быть определена через амплитудное распределение поля •в раскрыве: Ro _ пЕ,? f (9.29) Зная амплитудное распределение f(p), можно вычислить интеграл в (9.29) н яайтн Р1а. Подставив найденное значение Р£а в (9.28), можно определить я, разделив на него выражение (9.27), найтн отношение Екл/Етах. При расчете значений Ех^/Етах в плоскости Е следует в (9 27) положить а в плоскости Н—(р'=л/2. 5®яги|,ию 219 а
Коэффициент защитного действия антенны U^E(.80-)/£(0°)=2£J^/2). (9.30> Диаграмма направленности антенны в области углов, примыкающей к на- правлению 0=180°, определяется выражением „ Jo(A7?osin6) f(0^ 180°) = fk--coS2yV8(AKpslne). (9.3i> Sln(fo/^) Глава 10. СКАНИРУЮЩИЕ АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ И РЕШЕТКИ С ОБРАБОТКОЙ СИГНАЛОВ 10.1. НАЗНАЧЕНИЕ И МЕТОДЫ СКАНИРОВАНИЯ Под сканированием в антенной технике понимают процесс переме- щения основного лепестка ДН в пространстве. Сканирование мо- жет осуществляться механическим, электромеханическим и элект- рическим способами. Первый способ реализуется поворотом всей антенны. При втором осуществляется механическое управление отдельным элементом антенны, в результате чего изменяется по- ложение ДН всей антенны (например, при смещении облучателя относительно фокуса в параболических антеннах, см. п. 9.2.6). Оба способа характеризуются значительной инерционностью, посколь- ку связаны с механическим перемещением всей антенны или ее части. Наибольшим быстродействием отличается третий способ, при котором антенна остается неподвижной в пространстве, а ДН перемещается за счет изменения амплитудно-фазового распределе- ния в раскрыве антенны электрическим путем. Инерционность электрического способа совершенно не зависит от размеров н мас- сы антенны и определяется только быстродействием электрических цепей, которое на несколько порядков выше, чем в механических системах. Электрическое сканирование осуществляется обычно на основе использования многоэлементных антенных решеток. В простейшем случае для линейных АР с распределением токов по закону /я= =7пехр(—i/гф), положение максимума основного лепестка ДН от- носительно нормали к оси решетки определяется, по аналогии с (4.23), соотношением 6гл=агс51п(ф/Ы) =arcsin(i])2u/2jtd). (1СЕ1 > Из (10.1) видно, что управлять положением максимума ДН элек- трическим путем можно, изменяя либо сдвиг фаз между токами 220
в соседних излучателях ф (фазовый способ), либо длину волны К (или частоту f) колебаний (частотный способ, см. § 8.2). Кроме- фазового и частотного используется амплитудным способ электри- ческого сканирования, осуществляемый изменением амплитуд (коммутации) на входах многолучевой антенной системы. Современные антенны с электрическим сканированием, управ- ляемые быстродействующими ЭВМ, позволяют реализовать целый ряд преимуществ по сравнению с обычными типами антенн. При- менительно к радиолокационным системам эти преимущества за- ключаются в возможности непрерывной многофункциональной ра- боты-поиска, захвата и сопровождения многих целей при одно- временном обзоре пространства в широком секторе углов. В ра- диосвязи электрическое сканирование применяется, например, в спутниковых системах связи и позволяет осуществить многостан- ционный доступ к ИСЗ, т. е. использовать один бортовой ретран- слятор для нескольких наземных станций, что достигается почти мгновенным переключением максимума ДН бортовой антенны с одного направления на другое. Антенны с электрическим сканированием, обладающие жест- кой конструкцией, не требующей механических перемещений, по- зволяют реализовать большие предельные значения КНД, чем обычные (например, параболические) антенны, поскольку они ме- нее подвержены весовым, ветровым и другим деформациям, воз- никающим в процессе эксплуатации. Преимуществом антенн с электрическим сканированием является также электрическая ста- билизация при работе с подвижных платформ, например при уста- новке антенн на палубе корабля или на борту летательного аппа- рата. Многоэлемеитная основа подобных антенн позволяет решить такие важные задачи, как сложение в одном луче мощностей мно- гих передатчиков; более полное извлечение информации из сигна- лов, принятых отдельными элементами; повышение надежности- работы антенн и др. Говоря о преимуществах антенн с электрическим сканировани- ем, нельзя не отметить и их недостатки, основными из которых яв- ляются сложность этих устройств, высокая стоимость и большие затраты на эксплуатацию. Поэтому применению подобных антенн в радиотехнических системах и системах радиосвязи должна пред- шествовать тщательная работа по определению эффективности и экономической целесообразности системы в целом. 10.2. ФАЗИРОВАННЫЕ АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ 10X1. ТРЕБОВАНИЯ К ШАГУ РЕШЕТКИ Фазовый способ электрического сканирования реализуется » антеннах, получивших название фазированных антенных решеток л^^ФАР). Наиболее распространены ФАР на основе линейных и- 22 г
Рис. 10.1 плоских решеток, теория которых изложена в гл. 4. Возможности линейных ФАР более ограничены, так как сканирование здесь может осуществляться только в одной плоскости, проходящей че- рез ось решетки. Плоские ФАР позволяют сканировать в простран- ственном секторе углов относительно нормали к плоскости решет- ки (реально — в секторе углов, не превышающем ±60°). Однона- правленность излучения достигается, как отмечалось, применением экранов или элементов с однонаправленным излучением. Кроме линейных и плоских используются также цилиндрические (вклю- чая кольцевые и дуговые), конические, сферические н другие ти- пы выпуклых ФАР, позволяющие осуществить сканирование в бо- лее широком секторе углов и обладающие рядом дополнительных преимуществ [23, 24]. Принцип работы ФАР, как было показано в гл. 4, связан с из- менением фазы колебаний, подводимых к отдельным излучающим элементам (в передающем режиме) с помощью фазовращателей таким образом, чтобы обеспечить синфазное сложение полей от- дельных излучателей в требуемом направлении, т. е. формирова- ние главного максимума ДН. Нормальное функционирование ФАР предполагает, что в решетке устранена возможность появления вторичных главных максимумов. Для линейной решетки из эле- ментов, ДН которых близка к ненаправленной, вторичные главные максимумы, как показано в п. 4.3.3, будут отсутствовать, если шаг решетки d<V(l+sinem„), (10.2) тде Ътах — максимальный угол отклонения луча относительно пер- пендикуляра к оси решетки. Для плоской решетки с размещени- ем элементов, близких к ненаправленным, в узлах прямоугольной или гексогональиой сетки (см. рис. 4.18) вторичные главные мак- симумы отсутствуют, если шаг решетки удовлетворяет требовани- ям (4.74), (4.75), где под 6™ следует понимать максимальный угол отклонения лучд в соответствующей плоскости. Применение ненаправленных элементов имеет смысл при ска- нировании в широком секторе углов. При ограниченном секторе сканирования возможно использование направленных излучателей, что позволяет увеличить допустимое расстояние между элемента- ми (и соответственно уменьшить их число при заданных требова- ниях к ширине ДН, определяющих размеры раскрыва ФАР). Дей- ствительно, если ДН одного элемента имеет секторную форму с •шириной, равной сектору сканирования 26ТПах, или близкую к ней, то вторичные главные максимумы вне сектора сканирования отсут- ствуют в результате направленных свойств одного элемента (рис. 10.1), поскольку результирующая ДН решетки определяется про- изведением множителя системы на ДН одного элемента. Однако при чрезмерном увеличении d вторичные главные максимумы мо- тут попасть в сектор сканирования, при этом они не будут подав- 222 Секторная ДН одного элемента главный максимин Вторичный славный максимум Реальная ДН одного лены. Чтобы этого не произошло, необходимо шаг линейной ре- шетки выбирать из условия d<X/(2sin Стах) (10.3)’ Для плоской ФАР с прямоугольным размещением направлен- ных излучающих элементов требования к шагу решетки в каждой плоскости аналогичны условию (10.3). При гексогональиой сетке ограничение на шаг решетки принимает вид d < Я/(УЗ sin (10.4> Из (10.3) и (10.4) видно, что применение направленных излуча- телей дает выигрыш в размещении элементов только при малых Отах- Поскольку создание элементов с ДН. близкой к секторной,, представляет сложную задачу (см. п. 5.6.3), то в качестве направ- ленных излучателей применяют элементы, имеющие обычную ДН С шириной ПО уровню ПОЛОВИННОЙ МОЩНОСТИ Д0о,5»20тах (см. рис. 10.1). При этом полное подавление вторичных главных максиму- мов, естественно, не обеспечивается, что приводит к дополнитель- ному росту боковых лепестков; кроме того, снижается уровень- главного лепестка. Эффекта, возникающего при лучателей, можно достичь, если элементы в группы, управляе- мые одним фазовращателем (рис. 10-2). Каждую подре- шетку можно рассматривать как направленный элемент решетки. Число излучателей в одной группе выбирается из условия, чтобы ДН подрешетки ?g^M#Me,na ширину део.5^20^. использовании направленных из- объединить слабонаправленные Рис. 10 2 ® 225
Подобный метод, как и предыдущий, эффективен только при сканировании в узком секторе углов (6тах<20с). При выбранном шаге решетки значения фазы возбуждения от- дельных элементов определяются заданной ориентацией максиму- ма ДН в пространстве. Для линейной решетки сдвиг фаз между токами в соседних излучателях ф находится с использованием со- отношения (10.1), соответственно требуемая фаза п-го излучателя фтреб=Лф. (10.5) Для плоской решетки с прямоугольной сеткой (см. рис. 4.19) сна- чала находят фазовые сдвиги вдоль осей х и у с использованием (4.72), затем — требуемую полную фазу возбуждения элементов фтреб^ (10.6) где пх и Пу — порядковые номера излучателей по осям х и у. При более сложном законе размещения излучателей в раскрыве плос- кой ФАР (например, в узлах гексогональиой сетки или в разре- женных решетках) требуемое значение фазы излучателя, располо- женного в точках с координатами хп, уп определяется непосредст- венно из условия компенсации разности фаз за счет разности хо- да (4.66): фтреб = £ (XnSin 6™COS <p^+f/nSin 0гл51П<ргл) (10-7) 10.2.2. ИЗЛУЧАЮЩИЕ ЭЛЕМЕНТЫ ФАР В качестве излучающих элементов ФАР наиболее широко при- меняют вибраторы, излучатели в виде открытых концов волново- дов, рупоры, спиральные антенны, используют также диэлектриче- ские антенны. Выбор конкретного типа излучателя определяется целым рядом требований, основными из которых являются: задан- ный частотный диапазон, требования к форме ДН одного элемента (определяемые шириной сектора сканирования), поляризационная характеристика, излучаемая мощность, рабочая полоса частот, возможность размещения элементов в узлах прямоугольной или гексогональиой сетки. Прн широкоугольном сканировании ДН отдельного элемента должна быть близка к ненаправленной. Поперечные размеры излу- чающих элементов не должны превышать Х/2 для выполнения ус- ловий размещения в узлах решетки. Прн линейной поляризации используют симметричные вибраторы и излучатели в виде откры- тых концов волноводов прямоугольного или круглого сечений. Для решетки с круговой поляризацией применяют плоские спирали и крестообразные вибраторы. В случае волноводных излучателей для получения круговой поляризации используют фазирующие секции или специальные системы возбуждения. При малых й сред^^Ь 224
иих уровнях мощности применяют антенны в печатном испол- нении. При сканировании в ограниченном секторе углов (менее ±20°) можно использовать направленные излучатели в виде ди- ректорных антеии, рупоров, цилиндрических спиралей, диэлектри- ческих антенн. Так как ФАР может содержать большое число элементов (до десятков тысяч), то они должны быть дешевыми, надежными в работе, одинаковыми по своим параметрам, иметь малую массу, что особенно важно для бортовых ФАР. Даже небольшое сниже- ние массы н стоимости отдельного излучающего элемента дает весьма значительный эффект. 10.2.3. ВЗАИМНОЕ ВЛИЯНИЕ ЭЛЕМЕНТОВ ФАР Во избежание появления вторичных главных максимумов излу- чающие элементы решетки должны располагаться сравнительно близко друг относительно друга, вследствие чего имеет место вза- имное влияние, которое может существенно нарушить нормальную работу ФАР. Наличие взаимной связи проявляется по-разному в зависимо- сти от условий возбуждения элементов решетки. Предыдущее рас- смотрение (см. гл. 4) предполагало, что токи в излучающих эле- ментах заданы, т. е. «навязаны» отдельными генераторами, под- ключенными ко входу каждого из элементов. Наличие взаим- ной связи приводит к тому, что входное сопротивление излучателя в решетке отличается от соответствующей величины в свободном пространстве. Поскольку наведенные сопротивления зависят от соотношения амплитуд и фаз токов (см. § 3.2 и § 3.4), а фазы меняются в процессе сканирования, то величина ZBX также зави- сит от направления излучения. В результате меняется мощность, которую должны отдавать генераторы, питающие отдельные эле- менты решетки. Реальное возбуждение элементов ФАР осуществляется иначе, например с помощью разветвленной фидерной системы, в каждом тракте которой стремятся создать режим бегущей волны (см. п. 10.2.4). В этих условиях в процессе сканирования обеспечивает- ся постоянный уровень падающей мощности, а под амплитудой и фазой возбуждения элементов подразумевается амплитуда и фаза падающей волны. Эквивалентная схема подобного возбуждения изображена на рис. 10.3. Энергия, попадающая в тракт каждого элемента из разветвлений, учитывается введением эквивалентного генератора, внутреннее сопротивление которого равно волновому сопротивлению тракта (1Г) для поддержания режима бегущей волны. Взаимное влияние здесь проявляется в появлении отраже- <^^=яий в тракте питания, обусловленных попаданием энергии от со- 15—6464 225
Рис. 10.3 седних излучателей в тракт каждого элемента (рис. 10.3), причем коэффициент отражения Г зависит от направления излучения и связан с величиной ZBX соотношением ZBX/U7=(l+r)/(l-r). (10.Н) Появление отражений приводит к тому, что если в режиме, на- пример, нормального излучения решетка была согласована с трак- том, то в некотором направлении излучения она может быть пол- ностью рассогласована, т. е. вся мощность будет отражаться об- ратно и ФАР перестанет излучать (эффект «ослепления» ФАР). Взаимное влияние приводит также к тому, что ДН одного эле- мента f0 в составе решетки может существенно Отличаться от ДН этого же элемента в свободном пространстве (может изменяться и поляризационная характеристика элемента). В ситуации, когда заданы токи в элементах решетки (см гл. 4), ДН одного элемен- та соответствует режим, когда данный элемент возбужден, а на входе остальных элементов токи равны нулю. Для вибраторных излучателей это соответствует размыканию входных элементов. Подобные разомкнутые элементы (при длине плеча /—Х/2) ока- зывают сравнительно малое влияние, которым можно пренебречь, поэтому ДН излучателя в решетке, возбужденной заданными то- ками, почти не отличается от ДН в свободном пространстве. Для реального режима возбуждения элементов ФАР (см. рис. 10.3) ДН одного элемента fG соответствует режим, когда данный элемент возбужден, а остальные элементы нагружены на согласо- ванные нагрузки, равные внутренним сопротивлениям эквивалент- ных генераторов. Подобная ДН может существенно отличаться от ДН этого же элемента в свободном пространстве, причем степень отличия проявляется гто-разиому для центральных и крайних эле- ментов решетки. Дня больших решеток можно считать, что боль- шая часть элементов работает в одинаковом режиме в смысле соседнего окружения (крайние элементы для выравнивания усло- вий работы иногда специально окружают пассивными элементами, нагруженными на согласованные нагрузки). В этом случае мож- но считать, что функция f0 одинакова для всех элементов. Знание функции fD позволяет не только судить о истинной ДН решетки, но 226 « 4*43 *
е определить зависимость от направления излучения коэффициен- та отражения Г в трактах питания при возбуждении всех элемен- тов. Рассмотрим решетку с равноамплитудным возбуждением (va—1), не обладающую тепловыми потерями. Пусть решетка со- гласована в каком-либо направлении, например при 6ГЛ—0, а шаг решетки исключает возможность возникновения вторичных глав- ных максимумов. Тогда отличие коэффициента усиления G от КНД (4.78) при некотором направлении излучения 6=6™ определяемся только отражением энергии от излучателей, т. е. G=4n(S/X2)cose„(l-|£|2). (Ю.9) Если в этом же направлении 6=6™ определить КУ одного излуча- теля Gi с учетом взаимного влияния элементов, то G=tfGh (10.10) где ДО— число излучателей. Сравнивая (10.9) и (10.10), получаем GI=4n(S/M2)cos6™(l—|Г|2). (10.11) Поскольку Gi'—'fo2, то функция У1—|Г|2 с точностью до множи- теля fcosO™ повторяет ДН одного элемента, окруженного излу- чателями, нагруженными на согласованные нагрузки. Это обстоя- тельство облегчает экспериментальное исследование параметров О АР, так как вместо измерений |Г| при возбуждении всех эле- ментов достаточно измерить ДН f0 и по ней судить о величине |Г|. В частности, нулевому провалу в функции ?0 соответствует |Г| = 1, т. е. полное отражение энергии от входов излучателей («ослепление» решетки). Из (10.11) можно определить также фор- му ДН идеального излучателя, при которой решетка будет согла- сована для любого положения луча в пространстве. Действитель- но, если в пределах сектора сканирования L'^Kcos6r,1, то функция (1—|Г|2) не будет за- висеть от угла, и в решетке, согла- сованной, например, в направле- нии еГл=0, не возникает отраже- ний при любом положении луча. Для реальных излучателей ДН с учетом взаимного влияния может существенно отличаться по форме от (10.12). На рис. 10.4 для примера изображена ДН вол- новодного излучателя в составе решетки [23], а также ДН иде- ального излучателя. Как видно, нулевые провалы, соответствую- щие «ослеплению» решетки, мо- 227
гут возникнуть не только при углах, соответствующих появлению вторичных главных максимумов, НО И При углах, меньших бвттпах- Это может быть сязаио с разными причинами, в частности с воз- можностью возбуждения над решеткой, содержащей диэлектриче- ское покрытие, поверхностной волны; возбуждения в волноводных излучателях высших типов воли из-за иесимметрии внешнего поля при сканировании и др. Отражения в трактах излучателей, возникающие вследствие отличия f0 от идеальной формы (10.12), нельзя устранить обыч- ными методами согласования [25], поскольку коэффициент отра- жения Г зависит от направления излучения. Поэтому для борьбы с отражениями используют специальные методы широкоугольного согласования, такие, как применение экранов между излучателя- ми вибраторного типа; размещение над волноводной решеткой тонкого диэлектрического листа с большой диэлектрической про- ницаемостью; использование диэлектрических вставок в волновод- ных излучателях [23]. Для уменьшения влияния Отражений на ра- боту генераторов применяют также устройства, поглощающие от- раженную волну в трактах (вентили или циркуляторы). Заметим, что последний метод не снимает остальных проблем, связанных с эффектом взаимного влияния, в частности уменьшением КУ ре- шетки. 10.2.4. СХЕМЫ ВОЗБУЖДЕНИЯ ФАР Схема возбуждения ФАР предназначена для подведения энер- гии, вырабатываемой генератором, к излучателям (в передающем режиме) и подведении энергии, принимаемой отдельными элемен- тами, к входу приемника (в приемном режиме) и реализации тре- буемого амплитудного распределения. Используют схемы возбуж- дения как фидерного типа (с помощью линий передачи энергии), так и оптического типа, при котором энергия от облучателя до отдельных элементов распространяется в свободном пространстве. Схема питания включает также фазовращатели. В схемах фидерного типа деление мощности может осущест- вляться либо последовательным, либо параллельным способом. При последовательном делении для уменьшения потерь фазовра- Фазовый компенсатор Вход о- 'рабленныс Четбитель Рис 10.5 228
< । Вход Рис. 10.6 щатели подключают в тракты, идущие к излучателям (рис. 10.5). При равноамплитудном возбуждении через тракт каж- дого излучателя проходит 1/N подводимой мощности, поэто- му суммарные потери, вноси- мые фазовращателями, опре- деляются потерями в одном фазовращателе. Для расшире- ния полосы рабочих частот в общем фидере обычно исполь- зуется режим бегущей волны, для чего на конце фидера по- мещается согласованная на- грузка, в которой поглощает- ся 5 ... 10 % мощности. Энергия в тракты излучателей отвсг- дится с помощью элементов связи, индивидуально согласо- ванных с питающим трактом, например направленных ответви- телей, причем коэффициенты связи выбирают из условия реализа- ции требуемого амплитудного распределения. В последовательной схеме электрические пути от входа схемы до излучателей не рав- ны, поэтому начальный фазовый сдвиг (без учета фазовращате- лей) иа входах излучателей линейной ФАР, изображенной па рис. 10.5, фнач = лрб/, (10.13} где $=k(c/v), v — фазовая скорость волны в питающем фицере; п — номер излучателя. Для поворота ДН на угол 0гл относительно нормали требуемое значение фаз определяется из соотношения (10.5). Следовательно, фазовращатели в тракте каждого излуча- теля должны обеспечить фазу Фф = фтреб—фнач = nkd (siп Огл—civ). (10.14} При изменении частоты различие в длинах путей, проходимых сигналами до каждого излучателя, вносит дополнительные фазо- вые искажения, для устранения которых в тракты иногда вводят компенсирующие отрезки (см. рис. 10.5), обеспечивающие фнач= =0. Для устранения влияния рассогласования излучателей на форму ДН отраженные волны поглощают в согласованных нагруз- ках, подключаемых к направленным ответвителям (см. рис. 10.5). В противном случае отраженные волны отразятся от элементов связи, вновь возвратятся к излучателям и вызовут дополнительное излучение. Поскольку отраженные волны каждый раз проходят через фазовращатели, т. е. приобретают дополнительные фазовые сдвиги, то максимум излучения, вызванного отраженными волна- ми, не совпадает с максимумом основной ДН. что приводит к искажению. a 229
1 О) Рис. 10.7 Рис 10.8 Параллельная схема возбуждения фидерного типа реализуется обычно в виде, изображенном на рис. 10.6 (схема типа «елочки»). Равенство путей сигналов от входа схемы до излучателей обеспе- чивает ‘фнач=0 и отсутствие фазовых искажений при работе в по- лосе частот. Суммарные потери в фазовращателях, как и в преды- дущей схеме, определяются фактически потерями в одном фазовра- щателе. В качестве делителей мощности могут быть использованы тройники, мосты, направленные ответвители, кольцевые делители на полосковых линиях и др. Подключение согласованных нагрузок к делителям, например, мостового типа позволяет устранить влия- ние отражений от излучателей на форму ДН. Для борьбы с отра- жениями применяют также циркуляторы или вентили, подключае- мые ко входам излучателей. Для плоских ФАР рассмотренные схемы фидерного типа ис- пользуют для возбуждения как излучающих элементов одного ря- да (этажа), так и подводки энергии к отдельным этажам. В случае большого числа излучателей, когда фидерная схема питания становится весьма сложной, используются схемы возбуж- дения оптического типа, которые бывают двух видов: проходного и отражательного. В проходной схеме (рис. 10.7,а) энергия от об- лучателя, расположенного на расстоянии I от решетки [/= (0,5 ... 1,0)L, где L — максимальный поперечный размер ФАР], улав- ливается приемными элементами решетки, проходит через управ- 230
ляемые фазовращатели и псреизлучается элементами, расположен- ными на другой стороне решетки, в требуемом направлении. В схеме отражательного типа (рис. 10.7,6) функции приема н излуче- ния выполняют одни и те же элементы. Сигнал, излучаемый облу- чателем и принимаемый элементом решетки, проходит через управ- ляемый фазовращатель, отражается от короткозамыкателя и, пройдя через фазовращатель еще раз, излучается элементом ре- шетки. Для уменьшения затенения облучателем угол у (см. рис. 10.7,6) рассчитывается таким образом, чтобы лучи в положении максимального отклонения проходили мимо облучателя. Преиму- ществом отражательных ФАР перед проходными является мень- шее число элементов. Амплитудное распределение в схемах оптического типа зависит от формы ДН облучателя и геометрии системы. При этом справед- ливы формулы расчета амплитудного распределения, применяе- мые в теории зеркальных антенн, в том числе принципы оптими- зации облучателей и увеличения КИП. В частности, амплитудное распределение можно найти по формуле »,.) = —¥»). (10.15) Гп где хп и уп — координаты расположения п-го элемента плоской решетки; гп — расстояние от облучателя до л-го элемента; fo(6n, <р„) —значение функции, определяющей ДН облучателя в направ- лении л-го элемента. Отметим, что при обычной форме ДН облу- чателя распределение амплитуды в раскрыве решетки спадает к краям, что приводит к уменьшению КНД В оптических схемах начальное фазовое распределение -ф11ач имеет нелинейный характер, что затрудняет реализацию схемы управления фазовращателями. Выравнивание начальных фаз воз- буждения отдельных элементов может быть осуществлено с по- мощью специальных линий задержки или фиксированных фазо- вращателей (см. рис. 10.7). Общим недостатком оптических схем является «переливание» части энергии облучателя за пределы ре- шетки, что приводит к снижению КИП и дополнительному возра- станию боковых лепестков. Для уменьшения «переливания» при- ходится увеличивать продольные размеры решетки, иногда для этой же цели используют специальные экраны. При сканировании в ограниченном секторе, например в секто- ре, не превышающем более чем в 10 раз ширину ДН, целесообраз- но использовать так называемые гибридные антенны, представля- ющие собой сочетание неуправляемой антенны, например зеркаль- ного типа, и небольшой ФАР специальной формы, выполняющей функцию облучателя этой системы (рис. 10.8) Направленность излучения определяется габаритами неуправляемой антенны, т. е. зеркала. Облучающая ФАР может быть построена по схеме фи- !ЯГПМ,Н’’ дерного или оптического типа, а неуправляемая антенна — по од- 4Й 231
нозеркальной или двухзеркальной схеме. В процессе сканирования ФАР создает поле, соответствующее полю облучателя, смещенного из фокуса зеркала. Это приводит к повороту ДН зеркала в на- правлении, протииоположном смещению (см. п. 9.2.6). Специаль- ная форма ФАР и зеркал позволяет снизить возникающие фазо- вые ошибки и тем самым расширить сектор сканирования. 10.2.5. СПОСОБЫ ФАЗИРОВАНИЯ Как отмечалось в п. 10.2.4, для ориентации максимума ДН в требуемом направлении фазовращатели в тракте каждого излуча- теля должны обеспечить фазовый сдвиг Фф^^фтреб фнач, (10.16) где фтреб определяется соотношением (10.5) или (10.6), а началь- ный фазовый сдвиг фнач зависит от конкретной схемы питания, причем из значения фф можно вычесть целое число 2л. В этом слу- чае достаточно, чтобы фазовращатели обеспечивали фазовый сдвиг 0^фф3^2л, что упрощает конструкцию фазовращателей (однако вносит зависимость фазового сдвига от частоты колебаний). При непрерывном способе фазирования (аналоговый способ) изменение фазы в каждом фазовращателе осуществляется плав- но, что обеспечивает точную реализацию необходимого значения 4ф- Недостатком этого способа является сложность управляющих схем, вырабатывающих плавно изменяющиеся сигналы; высокие требования к идентичности и стабильности работы фазовраща- телей. Прн дискретном способе фазирования изменение фазы осу- ществляется скачком на величину А (дискрет фазы). Реализуется этот способ обычно с помощью операции включения или выклю- чения (коммутации) в устройствах, управляющих работой фазо- вращателей, вследствие чего подобный способ получил название коммутационного или дискретно-коммутационного. При этом уменьшается влияние нестабильности характеристики фазовраща- теля (зависимости фазы от управляющего напряжения) на ДН, так как фазовый сдвиг определяется не значением управляющего напряжения (тока), а его наличием или отсутствием, причем к амплитуде этого напряжения не предъявляется жестких требова- ний. По этой причине дискретно-коммутационный способ фазиро- вания получил в настоящее время более широкое практическое применение. Величина дискрета А выбирается обычно равной 2л/Л4, причем 2И=2р, где р=1, 2, 3, 4. В этом случае для реализации любого фазового состояния (с дискретом А) в интервале 0^‘фФ^2л тре- буется р каскадов проходного фазовращателя (для фидерных схем питания и проходных схем оптического типа), причем каждый кас- кад с номером m (tn = \, 2, ...,р) находится в одном из двух состо- •чэд* 232
характеризуемых вноси- фазовым сдвигом 0 или (рис. 10.9). Для управле- каждым яиий, мым л/2™1 ния каждым фазовращателем требуется р сигналов, прини- мающих условные значения О или 1. Так, при р=3(Д=л/4) сигналу ООО соответствует ну- левой фазовый сдвиг, сигна- лу 001—фазовый сдвиг л/4, и ФАР оптического типа можно использовать смотренный выше (если он обладает свойством взаимности, т. е. фазовый сдвиг не зависит от направления движения волны), для чего необходимо закоротить его выход и уменьшить в 2 раза фа- зовый сдвиг, вносимый каждым каскадом, поскольку волна после отражения проходит все каскады еще раз. Конкретный выбор уп- равляющих сигналов осуществляется так, чтобы значение фазово- го сдвига, реализуемого в тракте каждого излучателя, минимально отличалось от фф. Для этого округление фф до ближайшего ди- скретного значения фд осуществляется по формуле (0,1) Рис. 10-9 (0,1) (0,1) Д- Для отражательных схем фазовращатель, рас- фд=Е [1рф/Д+0,5 ] Д, (10.17) где £[х] — операция выделения целой части числа х, при этом максимальная фазовая ошибка не превосходит Д/2. Наличие фазовых ошибок при дискретно-коммутационном спо- собе приводит к уменьшению КНД и дополнительному росту бо- ковых лепестков; движение луча может осуществляться только скачками, причем значение скачка зависит от дискрета Д, начала отсчета фазы (относительно середины решетки или относительно крайнего элемента) и положения максимума ДН относительно нормали к плоскости решетки. Коэффициент направленного дей- ствия решетки с дискретно-коммутационным фазированием D = D«[^a]’. (10.18) где Do — КНД решетки с точным значением фазы. Уменьшение КНД связано с возникновением дополнительного паразитного из- лучения каждого элемента из-за ошибок в фазовом распределении. Уровень дополнительного бокового излучения особенно высок в случае, когда начальное фазовое распределение носит линейный характер (в фидерных схемах питания или в оптических схемах при наличии фазовых компенсаторов), поскольку в этом случае фазовая погрешность вдоль решетки иосит характер, близкий к периодическому. В результате образуются условия синфазного Iй*” сложения паразитных излучений в определенных направлениях, в . 233
которых и наблюдается рост боковых лепестков. Для уменьшения уровня боковых лепестков необходимо нарушить указанную перио- дичность, что можно достигнуть либо нелинейным начальным фа- зовым сдвигом (реализуемым в оптических схемах без фазовых компенсаторов), либо с помощью специальных фиксированных фа- зовращателей, включенных в тракт каждого излучателя (так на- зываемые фазовые подставки). Величина фазовых подставок вы- бирается либо по какому-нибудь нелинейному закону (например, квадратичному), либо по случайному закону в интервале 0...2л. Естественно, что при наличии фазовых подставок фпод фд==£р,~дф°^+0,5^Д. (10.19) Необходимо отметить, что фазовые подставки [как и нелиней- ный начальный фазовый сдвиг, а также специальные алгоритмы фазирования, отличные от (10.17)], применяемые для уменьшения боковых лепестков, ие устраняют полностью дополнительное бо- ковое излучение, а лишь «размазывают» его в широком секторе углов. Поэтому КНД практически не отличается от значения, оп- ределяемого (10.18). Фазовращатели современных ФАР выполняют либо на pin-дио- дах, либо иа основе ферритов [2, 23]. Основными требованиями к фазовращателям являются: малые потери, достаточно большая пропускная мощность, точность установки фазовых сдвигов, быст- родействие, стабильность характеристик, надежность, малая стои- мость (определяющая в значительной степени стоимость всей ФАР). Кроме того, размеры фазовращателей должны быть до- статочно малыми (не превосходить допустимые расстояния между излучателями). Ферритовые фазовращатели, реализуемые иа волноводных линиях передачи, выдерживают большую мощность и обладают «внутренней памятью», что устраняет необходимость непрерывной подачи управляющих сигналов; перевод фазовраща- теля из одного состояния в другое осуществляется с помощью ко- ротких импульсов. Достоинством фазовращателей на основе pin- диодов являются малые габариты и масса, большая скорость пе- реключений, стабильность, взаимный характер фазовых сдвигов, возможность использования печатной технологии производства. При укорочении длины волны электрические параметры фазовра- щателей на основе pin-диодов ухудшаются и на волнах короче 5 см начинают уступать по потерям ферритовым фазовращателям. Описанные типы фазовращателей, реализующие фазу в интер- вале О...2зт, обладают, как отмечалось, зависимостью вносимого фазового сдвига от частоты, что сужает полосу рабочих частот ФАР. Для уменьшения этой зависимости вместо фазовращателей можно использовать линии задержки с волной типа Т, фазовая скорость которой не зависит от частоты. Для исключения частот- лччл 234 й’чр I 1
ной зависимости сбрасывать целое число 2л с требуемого значе- ния фазы нельзя; это приводит к существенному удлинению линий задержки. 10.2.6. АКТИВНЫЕ ФАЗИРОВАННЫЕ АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ (АФАР) Активной антенной решеткой называют такую многоэлементную антенну, в тракт каждого излучателя которой в зависимости от назначения антенны включен активный элемент: генератор, усилитель, преобразователь или умножи- тель частоты. Активные элементы располагаются в непосредственной близости от излучателя или встраиваются непосредственно в излучатель. В качестве ко- лебательной системы активного прибора возможно использование излучателя или каких-либо его элементов, в этом случае можно говорить об аитеине как об интегральном устройстве. В активном варианте могут быть спроектированы передающие или прием- ные ФАР. а также перензлучающие системы. Общим преимуществом кан пере- дающих, так и приемных АФАР нвляется упрощение схемы разводки высоко- частотного сигнала, что уменьшает потери и фазовые ошибки, вносимые высоко- частотным трактом. Приемные активные решетки имеют меньший уровень шума, чем обычные ФАР. Преимуществом передающих АФАР является отсутствие общего тракта, по которому передается суммарная мощность, и то, что сложе- ние мощностей многих передатчиков осуществляется в одном пространственном луче, что снимает вопросы, связанные с возможностью электрического пробоя тракта. Для обеспечения когерентности колебаний во всех передатчиках они должны быть синхронизированы с помощью единого возбудителя. Энергия от возбудителя подводится к модулям АФАР (под модулем понимается излуча- тель, активный элемент и элементы управления) по схеме фидерного или опти- ческого типов, т. е. принципиально так же, как в обычных ФАР. В случае опти- ческих схем целесообразно использование модулей с преобразованием частоты; в этом случае мощность, «переливающаяся» за края решетки, формирует боко- вые лепестки иа частоте, отличной от рабочей. Управление фазой в передающих АФАР производится фазовращателями, включенными не иа выходе, а на входе генератора или в предварительных каскадах усиления, т. е. в местах с малым уровнем мощности. При этом снижаются потери, вносимые фазовращателями. Аналогичным образом в случае приемной АФАР фазовращатели могут быть помещены не на входе приемника, а на выходе высокочастотного усилителя или, что удобнее. — в тракте промежуточной частоты. Применение активных ФАР позволяет реализовать распределение амплитуд в элементах аитеииы изменением мощности отдельных передатчиков (передаю- щая АФАР) или регулированием усиления приемника (приемная АФАР). Конструкция модулей кроме требуемых электрических характеристик долж- на обеспечивать хорошую повторяемость, минимальные габариты и массу, низ- кую стоимость и др. Этим требованиям в наибольшей степени удовлетворяют модули на основе полосковых линий [23]. Волноводные конструкции модулей sSmtJTns пользуют лишь на достаточно высоких частотах; использование коаксиальных линий нежелательно из-за сложностей производства. 235
10 3 МНОГОЛУЧЕВЫЕ АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ Управление положением луча в пространстве кроме описанных фазового и частотного способов сканирования может осуществляться с помощью многолуче- вых антенных решеток, представляющих антенны с несколькими независимыми входами, каждому из которых соответствует своя парциальная ДН (луч). При возбуждении любого входа в раскрыве решетки формируется равноамплитудное распределение с линейным изменением фазы, причем фазовый сдвиг между со- седними излучателями (и соответственно направление максимума ДН) зависит от номера входа. Требуемое распределение формируют специальным многопо- люсником, называемым диаграммообразующей схемой (ДОС) или, по аналогии с матрицами в алгебре, диаграммообразующей матрицей. Обычно ДОС выпол- няется из элементов с малыми потерями (мостов, направленных ответвителей, фиксированных фазовращателей), ио иногда содержит и поглощающие нагруз- ки, что уменьшает КПД схемы. Управление ДОС осуществляется переключе- нием входов с помощью электронного коммутатора (амплитудный способ ска- нирования). Это значительно проще, чем при других способах сканирования. Рис. 10.10 Е36 nirTrSs «З'ЧД
Рис. 10.11 однако достигается за счет усложнения ДОС, поскольку все необходимые ампли- тудно-фазовые соотношения, необходимые для формирования требуемых лучей, «запрограммированы* в схеме возбуждения. В многолучевых антеннах возмож- яо также одновременное возбуждение нескольких видов, что соответствует одно- временному существованию нескольких лучей в пространстве и существенно расшириет возможности применения подобных антенн, в частности позволиет многократно использовать антенны, т. е. применять их для одновременной ра- боты нескольких передатчиков (или приемников). На практике применяют обычно диаграммообразующие схемы параллель- ного и последовательного типов. Параллельная ДОС (схема Батлера), предна- значенная для формирования восьми независимых лучей, показана на рис. 10.10. Основными элементами схемы ивляются трехдецибельные направленные ответ- вители 1 (например, мостового типа) и фиксированные фазовращатели 2. Фэ- яовые соотношения иа выходе мостов показаны иа рис. 10.10. Схема имеет 237
восемь входов, причем входы с индексом Л соответствуют лучам, расположен- ным слева от нормали к решетке, а с индексом П — справа от нормали. Последовательная ДОС реализуется на основе взаимно пересекающихся фидерных линий, связанных в местах пересечений с помощью направленных ответвителей {рис. IO.I1). Фазовые сдвиги между соседними излучателями реа- лизуютси наклоном фидеров относительно друг друга. Линии нагружены на концах на согласованные нагрузки, что уменьшает КПД схемы. Недостатке!* последовательных ДОС является также большое число направленных ответви- телей, что приводит к дополнительному увеличению потерь. Рассмотренные схемы построения многолучевых антенных решеток могут быть использованы и в двумерных (плоских) решетках. При этом число элемен- тов схемы питания резко возрастает. Аналогом диаграммообразующих схем являются антенны зеркального или линзового типа, в фокальной плоскости которых расположена система облуча- телей. Центральный облучатель совпадает с фокусом и формирует луч, направ- ленный вдоль оси антенны. При возбуждении остальных облучателей формиру- ются лучи, отклоненные от оси (см. § 9.2.6). Недостатком подобного опти- ческого способа построения многолучевой антенны является «переливание* энер- гии за края зеркала, а также увеличение эффекта взаимной связи при сближе- нии облучателей с целью повысить уровень пересечения соседних ДН. 10.4. АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ С ОБРАБОТКОЙ СИГНАЛОВ 10.4.1. МЕТОДЫ ОБРАБОТКИ СИГНАЛОВ Совершенствование параметров антенных устройств происходит в настоящее время двумя путями: усовершенствованием самих ан- тенн и применением специальных методов обработки сигналов. Простейшая обработка — измененвем фазы колебапвй в трак- те каждого излучателя — используется в ФАР. Более сложные ме- тоды обработки сигналов позволяют создавать другие устройства, в том числе с большой разрешающей способностью (при сравни- тельно малом числе элементов решетки), с подавлением боковых лепестков, со сканированвем ДН без использования фазовращате- лей и т. д. В общем случае антенны с обработкой сигналов пред- ставляют собой невзаимпые устройства. Рассмотрим кратко неко- торые методы обработки сигналов. Антенны с нелинейной обработкой сигналов. Классическим примером подобных антенн является антенна с незаполненным рас- крывом (крест Минса), которая представляет собой две взаимно перпендикулярные линейные решетки из N излучателей каждая (рис. 10.12). Обозначим ДН каждой из решеток, параллельной осям хну, через fx и fv соответствеиио. На рис. 10.12 показаны главные лепестки каждой из ДН (для простоты поперечное сече- ние ДН изображено в виде конуса). Если сигналы, принимаемые обеими решетками, складывать синфазно, то результирующая 238
Рис. 10.12 ДН будет представлять сумму указанных ДН, т. е. fx-+-fv. Если же перемножить сигналы, то получим сигнал, пропорциональный fxfy. Перемножение сигналов может быть осуществлено сначала их сложением и возведением этой суммы в квадрат, что соответству- ет ДН по мощности -Р+~ (fx+fy)2- Затем сигналы вычитаются и вычисляется соответствующая ДН по мощности Р-~ (fx—fv)2. Разность этих двух ДН пропорциональна fxfy, поскольку Р+-Р-~ (fx+fyy-(fx^fy)- = 4fjy. (10.20) Вспомним, что такое же выражение было получено для ДН плос- кой решетки, размеры которой равны линейным размерам реше- ток, образующих крест Миллса [см. (4.71)]. Таким образом, разрешающая способность этих двух систем одинакова, одиако в случае креста Миллса число элементов в N/2 раз меньше, чем у плоского раскрыва. Разумеется, КНД креста Миллса гораздо меньше, так как значение КНД примерно пропорционально числу элементов. Аитениы с логической обработкой сигналов. Обработка сигна- лов осуществляется с помощью логических устройств типа «да — нет», «больше — меньше» и др. Применение этих операций позво- ляет, напрвмер, подавить боковые лепестки. Схема подобной ан- тенны изображена на рис. 10.13. Сигналы, принятые направленной и неиаправлениой антеииами, подаются на схему сравнения и да- лее через диод на нагрузку. Ток через диод протекает, если на- пряжение на выходе напрввленной антеины £/напР превышает иа- пряжение нв выходе ненаправленной антенвы 6/Ненапр- Зависимость результирующего сигнала от угла 0 показана рис. 10.13. Подоб- , 239
ная обработка подавляет сигналы, принимаемые вне области главного лепестка, однако выигрыша в КНД, естественно, не по- лучается. Самофазирующнеся антенны. Рассмотрим сначала антенны для приемного режима. Синфазное сложение сигналов, принятых отдельными элементами, осу- ществляется независимо от направления прихода облучающей волны за счет независимой фазировки сигналов в тракте каждого элемента. Сигнал с выхода «-го элемента с фазой <ас/+фп проходит через управляемый фазовращатель, часть сигнала подается на вход фазового детектора (фаза зависит от на- правления прихода волны и расположения элемента). На этот же детектор по- дается сигнал опорного генератора с фазой (ш,/ | ф). Фазовый детектор выра- батывает разностный сигнал с фазой [(ш,—<oc)f—фи-}-ф]- Если юг=(йс, то фа- зовращатель, управляемый разностным сигналом, отрабатывает фазу (—фп+Ф). В результате на сумматор от каждого элемента после фазовращателя попадают сигналы, имеющие одинаковую фазу, равную ф, т. е. сигналы складываются син- фазно независимо от прихода волны и типа решетки (плоской, сферической, кон- формной и т. п.). Дли обеспечения равенства частот юг и юс иногда опорную частоту вводят от отдельного элемента, т. е. выравнивают фазы всех сигналов относительно фазы сигнала, принятого опорным элементом. Поскольку сиифаз иость имеет место только для полезных сигналов, а шумы не коррелироваиы, то в самофазирующнхся антеннах на выходе сумматора отношение сягнал-шум в yw раз больше, чем на входе каждого элемента (где N — общее число эле- ментов). Принцип независимой фазировки каждого элемента по опорному сиг- налу позволяет реализовать огромные значения КНД недостижимые для обыч- ных больших антенн из-за различных случайных факторов, а также из-за атмо- сферных неоднородностей, искажающих волновой фронт приходящей волны. Самофазирующнеся антенны могут быть сконструированы и для передаю- щего режима, одиако в этом случае необходим зондирующий сигнал извне, ука- зывающий необходимое направление излучения. Приемно-передающие самофазирующнеся решетки (или переизлучающие ре- шетки) переизлучают принятый сигнал в обратном направлении. Простейшей 240
щая систему излучателей, связанных между собой попарно отрезками фидерных линий одинаковой длины. Схема линейной решетки Ваи-Атта приведена на рис. 10.14. Основным требованием к перензлучающим решеткам является получе- ние для отраженного сигнала комплексио-сопряжеииого (по сравнению с фаза- ми принятых сигналов) фазового распределения (принцип сопряжеииости фаз). Рассмотрим фазовые соотношения в решетке Ваи-Атта. Как видно из ряс. 1U.14, фаза сигналов, принятых элементом решетки, запаздывает по линейному закону с возрастанием номера элемента. Эти сигналы проходят по соединительным трактам равной длины I и излучаются, причем фазы излучаемых сигналов те- перь запаздывают в направлении к началу решетки. Учитывая равенство рас- стояний 1ЧН44-66':=2'2-р-|-55/=33%£Н4'> видно, что фронт перензлучеииого сигнала совпадает с фронтом падающей волны. Это обеспечивает совпадеине направления максимума ДН переотражеиного сигнала с направлением прихода облучающей волны. Активные решетки Ван-Атта могут быть построены с использованием взаим- ных усилителей илн односторонних усилителей в каждом тракте (рис. 10.15). В переизлучающих решетках можно также осуществлять модуляпию переотра- жеииого сигнала: амплитудную — с помощью управляемых фазовращателей. Рис. 10.15 16— 6464 241
включенных в соединительные тракты, фазовую или частотную — в схемах с преобразованием частоты. С помощью решеток Ван-Атта могут быть построены линии связи между двумя наземны- ми пунктами через спутник связи (рис. 10.16), на борту которого размещаются переизлучаю- щая решетна и отдельно выиесенная антенна с широкой ДН. Спутник облучается иемодулиро- ванным пилот-сигиалом с приемного пункта А. Кроме того, иа спутник направлена аитениа пе- редающей станции В, излучающая сигнал, несу- щий полезную информацию. Этот сигнал прини- мается вынесенной антенной и поступает в схему, осуществляющую модуляцию сигнала, переотражениого решеткой Ваи-Атта в направлении пункта А. Пре этом можно реализовать высокую направленность переизлучающей решетки, так как здесь отсутствуют обычные ограничения, связанные с необходимостью ста- билизации спутника с высокой степенью точности. Антенны с искусственным раскрывом. Подобные антенны (на- зываемые также антеннами с синтезированным раскрывом) наи- более перспективны для движущихся объектов (самолеты, спутни- ки и т. п.), на которых не представляется возможным размещение антенн больших размеров. Специальная обработка сигналов за- ключается в излучении бортовой антенной последовательности импульсов в определенных точках траектории полета, приеме от- раженных сигналов, их фиксации и запоминающем устройстве в последующем сложении. При подобной последовательной обработ- ке информации, принятой реальной бортовой антенной сравни- тельно небольших размеров, получается такой же эффект, как при одновременной обработке сигналов, принятых большой антенной с линейными размерами порядка сотен и более метров [26]. Отме- тим также, что при большой скорости перемещения объекта точ- ки съема внформации располагаются на большом расстоянии друг от друга. Это приводит к появлению иторичпых главных максиму- мов. Для их устранения может быть использоиано нсэквидистапт- ное расположение указанных точек (см. § 4.10). Размеры искусст- венного раскрыва ограничены ввиду сложностей когерентного на- копления сигналов в течение длительного времени. 10.4.2. АДАПТИВНЫЕ АНТЕННЫЕ РЕШЕТКИ (ААР) Используются в основном в приемном режиме и осуществляют автоматиче- ское подавление помех, создаваемых сигналами и, в частности, шумовыми по- мехами, приходящими с неизвестных заранее направлений. Подавление помех осуществляется за счет формирования нулей ДН в направлении их прихода. Основой ААР является антенная решетка. Сигналы, принятые каждым эле- 242
меитом, умножаются на соответствующие весовые коэффициенты (формируе- мые усилителями) и затем складываются. Весовые коэффициенты вырабатыва- ются схемой в зависимости от выбранного критерия оптимальности. В качестве подобных критериев используются: минимум среднеквадратической ошибки при- нятого сигнала по сравнению с опорным сигналом (система обработки должна иметь копию полезного сигнала, подобная ситуация характерна для систем свя- зи); максимум отношения сигиал-шум, где под шумом понимаются внутренние шумы и внешние помехи (должно быть известно направление прихода полезного сигнала, подобная ситуация характерна для РЛС). Существуют и другие крите- рии, например адаптация по обобщенному отношению сигиал-шум. Весовые коэффициенты представляют в общем случае комплексные числа. Для их реализации используются обычно разделение сигнала, принятого каждым элементом, на две составляющие и введение для одной из иих фазовой задерж- ки на 90° (т. е. разделение сигнала на синфазную и квадратурную состав 1яю- щие). Затем каждая составляющая умножается на свой весовой коэффициент (действительное число), который может быть как положительным, так и отри- цательным. Отрицательный весовой коэффициент реализуется изменением фазы колебаний на 180°, например подключением отрезка фидера длиной Хв/2. Рассмотрим ААР, осуществляющую адаптацию по критерию среднеквадра- тической ошибки. Общая схема антеииы показана на рис. 10.17 [31J. Сигнал от каждого элемента разделяется на синфазную и квадратурную составляющие и проходит через усилители с регулируемым коэффициентом усиления Wt. Затем все сигналы суммируются, образуя выходной сигнал S(/). Далее S(t) сравни- вается с опорным сигналом /?(/) и разностный сигнал (ити сигнал ошибки) подается на вход адаптивного процессора, регулирующего весовые коэффициен- ты W/. Любой принятый сигнал, не представленный в составе /?(/), восприни- мается как сигнал ошибки, и система обратной связи регулирует весовые коэф- фициенты так, чтобы устранить его из выходного сигнала. В результате по на- правлению прихода этого сигнала устанавливается нуль ДН. Прн этом выходной сигнал S(/) приближается, насколько это возможно по среднеквадратическому критерию, к опорному сигналу /?(/). Следовательно, с помощью R(t) можно различать полезные и мешающие сигналы. Разумеется, что опорный сигнал R(L) никогда ие может быть точно равен полезному сигналу (в противном случае
ни антенна, ни сама система связи были бы не нужны!). Однако доказано, что для достижения хороших результатов достаточно, чтобы R(t) был коррелиро- ван с полезным сигналом и ие коррелирован с помехой. Так, при амплитудио- модулироваином полезном сигнале достаточно, чтобы соответствовал не- сущей частоте полезного сигнала. В общем случае качество адаптации тем лучше, чем больше имеется апри- орных сведений о входных сигналах. Поэтому следует использовать любые раз- личия между полезным сигналом и возможными помехами: по спектральным ха- рактеристикам, по направлению прихода, по амплитуде, по виду модуляции, по поляризации. Подобные характеристики либо бывают известными заранее, либо (чаще) находятся путем оценки параметров интересующего сигнала в процессе работы [31]. Глава 11. АНТЕННЫ ДЛЯ РАДИОРЕЛЕЙНЫХ ЛИНИЙ, КОСМИЧЕСКОЙ РАДИОСВЯЗИ И ТЕЛЕВИДЕНИЯ 11.1. ТЕЛЕВИЗИОННЫЕ АНТЕННЫ Телевизионное вещание производится на волнах метрового и де- циметрового диапазонов. Антенны передающих телецентров должны удовлетворять ря- ду требований. Для увеличения зоны уверенного приема эти ан- тенны следует располагать на специальных башнях высотой в сот- ни метров. При этом увеличиваются механические нагрузки, соз- даваемые ветром, а также вероятность попадания в антенну гро- зовых разрядов. В связи с этим телевизионные антенны должны иметь повышенную механическую и электрическую прочность. Для увеличения электрической прочности и улучшения грозозащищен- ности в антенных конструкциях обычно применяют металлические изоляторы. Как правило, телецентр находится в центре обслуживаемой территории, поэтому антенна ие должна обладать направленными свойствами в горизонтальной плоскости. В тех случаях, когда те- лецентр располагается ближе к краю обслуживаемой области, пе- редающая антенна должна обладать направленными свойствами в горизонтальной плоскости. Однако и в этом случае ее ДН должна быть довольно широкой. Для сужения ДН в вертикальной плоско- сти вибраторы антенны располагают в несколько этажей. Для снижения уровня помех при приеме желательно, чтобы из- лучаемые антеннами электромагнитные волны имели горизонталь- ную поляризацию. В связи с этим, как правило, для передачи и приема телевизионных сигналов применяют горизонтальные аи- 244
тенны. Однако в связи с быстрым ростом числа телецентров раз- рабатываются антенны с вертикальной поляризацией поля, при- менение которых позволяет уменьшить взаимные помехи теле- центров, работающих в одном из соседних каналов. С этой же целью разрабатывают антенны, обладающие направленными свой- ствами в горизонтальной плоскости. Телевизионные антенны должны пропускать без искажений по- лосу частот примерно 10 МГц. При этом КБВ в питающей линии (в качестве фидеров обычно применяют коаксиальные линии) во всей полосе пропускания антеины должен быть не менее 90%. Желательно, чтобы напряженность поля во всех точках тер- ритории, обслуживаемой телецентром (от телецентра до границы прямой видимости), была приблизительно одинаковой. Распреде- ление излучаемой мощности по обслуживаемой территории зави- сит от направления максимального излучения аитеины и формы ее ДН в вертикальной плоскости. Очевидно поэтому, направление максимального излучения должно составлять некоторый угол Атах с линией горизонта (рис. 11.1) и ДН должна быть достаточ- но узкой (сраввительио большой КУ), чтобы исключить излучение в свободное пространство. Регулировать направление максималь- ного излучения можно созданием соответствующих сдвигов фаз между токами в различных этажах антеины. Напряженность поля электромагнитной волны (без учета по- терь в земле) убывает пропорционально расстоянию, поэтому для равномерного облучения всей территории, обслужвваемой теле- центром, необходимо, чтобы антенна в вертикальной плоскости вмела ДН, обеспечивающую возрастание напряженности поля прямо пропорционально расстоянию. Это будет при ДН косеканс- иого вида F(A)=cosecA (см. рис. 1.7). Реальные ДН обычных телевизионных антенн (см. рис. 11.1) резко отличаются от иде- альной ДН; напряженность поля убывает с ростом расстояния; близкая к антенне территория облучается электромагнитным по- лем, сосредоточенным в боковых лепестках, в в направлении глу- Рис. 11.1 Рис. 11.2 245
боких минимумов получаются зоны плохого приема; при большом уровне боковых лепестков возрастает неравномерность облучения ближией к телецентру территории. Для более равномерного облу- чения обслуживаемой территории выгодно применять антенны с узкими главными лепестками ДН и без глубоких минимумов меж- ду лепестками. Диаграмма направленности без глубоких миниму- мов может быть получена, если в одном или двух средних этажах антенны создать дополнительный ток, сдвинутый по фазе относи- тельно основного тока в вибраторах на 90°. Понизить уровень бо- ковых лепестков можно, если питать вибраторы крайних этажей токами с меньшей амплитудой. Сужение ДН антенны в вертикаль- ной плоскости и, как следствие, улучшение равномерности облу- чения территории, а также увеличение напряженности поля иа большом расстоянии от антенны достигаются увеличением верти- кального размера антенны — расстоянием между крайними этажа- ми антенны. Чтобы в необходимой полосе частот телевизионные антенны об- ладали почти чисто активным сопротивлением примерно постоян- ного значения и хорошо согласовывались с фидерными линиями, применяют вибраторы с пониженным волновым сопротивлением специальной формы; для уменьшения ветровой нагрузки и увели- чения механической прочности вибратор может выполняться не сплошным, а состоять из отдельных горизонтальных стержней. Существуют различные конструкции передающих телевизион- ных антенн. В отечественной технике используют в основном тур- никетные, панельные и антенны с радиальными штыревыми вибра- торами. Многоэтажные турникетные антенны, базирующиеся на приме- нении плоскостных Ж-образных вибраторов (рис. 11.2), исполь- зуют в метровом диапазоне волн. Каждый этаж этой антенны вы- полняется из двух таких взаимно перпендикулярных вибраторов высотой около (0,6 ... 0,7)Хо (Ко—средняя длина волны), питаемых со сдвигом фаз 90', чтЪ обеспечивает почти круговую ДН в гори- зонтальной плоскости (см. § 1.3). Обычно неравномерность ДН в горизонтальной плоскости не превышает ±3 дБ. Вибратор присо- единяется накоротко к мачте как в точках В, В, так и в точках А, А. Питание к вибратору подводится в середине (точки С, С) с помощью коаксиальной линии и симметрирующего устройства, помещаемого внутри мачты. Благодаря специальной форме виб- ратора увеличивается жесткость конструкции и уменьшаются то- ки, имеющие вертикальное направление и текущие по вертикаль- ным частям внешней обрамляющей рамы. Антенны, выполненные из таких вибраторов, имеют полосу пропускания примерно 15... ...20% средней частоты и позволнют одновременно осуществлять, связь по нескольким телевизионным каналам. Существенным недостатком турникетных антенн является ог- раниченность практически достижимого коэффициента усиления 246
(КУ составляет 3... 10). Это объясняется тем, что вибраторы кре- пятся к мачтам малого диаметра (0,1... 0,15Ло) и достаточная ме- ханическая прочность может быть обеспечена при общей высоте антенны ие более 12... 15 м, т. е. число этажей антенны не может быть большим. Значительно большие КУ (до 20... 50) можно получить у так называемых панельных антенн. Основным элементом такой антен- ны является блок (панель), представляющий собой синфазную ан- тенну, состоящую из двух или четырех симметричных вибраторов (полуволновых или волновых), расположенных соответственно в два или четыре этажа (рис. 11.3). Расстояние между соседними этажами берется равным А0/2. Вибраторы крепятся к решетчато- му (апериодическому) рефлектору в узлах зарядов металлически- ми изоляторами. Коаксиальный кабель, идущий от генератора, присоединяется к двухпроводным линиям, питающим вибраторы с помощью симметрирующего устройства (см. § 7.3). Такая антенна обладает однонаправленными свойствами в горизонтальной и вер- тикальной плоскостях. Малые изменения входного сопротивления достигаются применением вибраторов с пониженным волновым сопротивлением и подбором волновых сопротивлений участков двухпроводного фидера и коаксиальной линии. Для получения близкой к круговой ДН в горизонтальной плос- кости панели устанавливают по периметру сечения антенной опо- ры (призмы) на ее гранях (рис. 11.4). Призма, как правило, имеет квадратное сечение, по ее периметру размещаются четыре па- нели. Питание панелей осуществляется как синфазное (в этом слу- чае токи в вибраторах текут либо по часовой стрелке, либо про- тив нее), так и переменно-фазовое (турникетное) со сдвигом фаз 90°. Диаграмму направленности в вертикальной плоскости можно изменять в широких пределах, располагая панели одна над другой и меняя их число. Число этажей панельной антенны можно легко увеличивать, так как эта антенна может крепиться на опоре с большим поперечным сечением (со стороной квадрата примерно Рис 11.5 247
1,5Ло). По этой же причине на одной опоре можно располагать несколько многоэтажных панельных антенн, обслуживающих раз- личные диапазоны. Ширина полосы частот, в которой выполняют- ся требования, предъявляемые к телевизионной антенне, состав- ляет в случае панельной антенны 40 ...70%. Панельные блоки по- зволяют получить вертикальную поляризацию поля путем верти- кального расположения вибраторов. В СССР Д. М. Трускаиовым разработай вариант телевизион- ной антенны с радиальными штыревыми вибраторами, установ- ленными непосредственно на опоре (рис. 11.5). При размещении на круглой опоре диаметром 0,7восьми штыревых вибраторов (в плоскости поперечного сечения), питаемых по схеме вращаю- щегося поля (ток в каждом следующем вибраторе сдвинут отно- сительно предыдущего по фазе на 90°), в горизонтальной плоско- сти получаются достаточно равномерное излучение и достаточно хорошее согласование. Для наклона ДН вниз применяется расфа- зировка вибраторов по вертикали. Приемная телевизионная антенна, как и передающая, должна быть хорошо согласована с линией питания в требуемой полосе частот. Так как телевизионные сигналы приходят с определенно- го направления, то приемная антенна должна обладать направ- ленными свойствами в горизонтальной плоскости. При этом мак- симум ДН должен быть ориентирован на передающий телецентр. Выбор типа приемной антенны зависит от расстояния между пунк- тами приема и передающим центром и мощности последнего. На близких расстояниях от телецентра могут применяться комнатные антенны в виде симметричных вибраторов. По мере удаления от телецентра приемные антенны усложняются и увеличивается их высота. Навболее широко применяют директорные антенны с чис- лом элементов от 3 до 7 (см. § 8.4). На больших расстояниях от телецентра многоэлементные директорные антенны устанавливают на мачтах высотой 25... 35 м. Эти антенны выполняют из трубок диаметром 15...25 мм и жестко крепят к поддерживающим опорам. Хорошее качество телевизионного приема в больших городах можно обеспечить системой коллективного приема телевидения. Эта система состоит из антенны, усилителей, распределительной сети и абонентских устройств (рис. 11.6). Сигналы, принятые ан- тенной, усиливаются и передаются в распределительную сеть из одной или нескольких магистральных линий, к которым через або- нентские ответвительные коробки подключены абонентские отво- ды. Вся абонентская сеть — из коаксиального кабеля, проклады- вается скрытым способом. Наиболее опасным видом искажений в распределительных се- тях, имеющих большую электрическую длину, являются повтор- ные изображения, вызываемые отражениями от различных эле- ментов системы. Для хорошего качества изображения абонентские 248
| К антенне I } Магистральная 1 линия Рис. 11.7 Рис. 11.6 отводы должны быть связаны с магистральной линией через на- правленные ответвители, предотвращающие проникновение в от- вод волны, двигающейся по магистральной линии к антенне (обратная волна). При наличии направленных ответвителей допус- тимый КБВ в магистральной линии уменьшается до 0,6, т. е. требо- вания к согласованию антенны с магистральной линией и различ- ных элементов этой линии значительно понижаются. Направлен- ный ответвитель представляет собой провод длиной около Хо/4, параллельный проводу магистральной линии (рис. 11.7,а), одни ко- нец которого соединен с нагрузочным сопротивлением, равным вол- новому, а второй — с абонентом. Действие его можно объяснить так. Вследствие индуктивной связи между магистральной линией и ответвителем (рис. 11.7,6) в последнем возникает ток /м, на- правленный навстречу току / в магистрали. Из-за емкостной свя- зи между ответвителем и магистральной линией в ответвителе возникают емкостные токи 1С' и /с", текущие в противоположные стороны, равные по величине току /м. Если волна движется от ан- тенны по магистральной линии, то токи 1С" и /м взаимно компен- сируются и ток из ответвителя, не попадая в сопротивление /?н, на- правляется к абоненту. Если в магистральной линии имеется об- ратная волна (рис. 11.7,61 — штрихованная линия), то взаимно компенсируются токи Л и Гс, вследствие чего ток ие попадает к а течет п0 нагрузочному сопротивлению, где и поглоща- 3_____ 249
ется. Направленные ответвители могут выполняться иа плоских платах методом печатного монтажа. Рассмотренная схема в идеальном случае полностью защища- ет абонентский отвод от обратных волн в магистрали, исключая потерю мощности полезного сигнала, и обеспечивает согласование на всех частотах как в абонентском отводе, так и в магвстрали. Основными параметрами, характеризующими работу антенны в системе коллективного приема телевидения, являются: КУ; КБВ в фидере; ширина главного лепестка ДН в горизонтальной плоско- сти и уровень боковых и задних лепестков. Коэффициент усиления определяет напряжение, создаваемое антенной иа входе антенного усилителя, а также отношение напря- жения, создаваемого полезным сигналом, к напряжению, созда- ваемому случайными помехами, приходящими с произвольных направлений. Коэффициент усиления антенны должен быть доста- точно постоянным в рабочей полосе частот передатчика изображе- ния. На основании опыта и возможностей выполнения антенн мож- но считать допустимой неравномерность КУ, равную 1 дБ. Уровень боковых лепестков и задних лепестков ДН определяет степень защиты от отраженных сигналов, создаваемых объекта- ми, находящимися сбоку и сзади антенны. Для обычных условий приема УБЛ должен быть не более минус 12... 16 дБ и для слож- ных условий (сильные затенения, большие отражающие объек- ты) •— минус 20... 25 дБ. Ширина главного лепестка ДН в горизонтальной плоскости оп- ределяет область, из которой могут быть приняты мешающие отраженные сигналы. Уменьшение ширины главного лепестка в го- ризонтальной плоскости существенно улучшает защиту от отра- женных сигналов при условии достаточно малого уровня боковых лепестков. Из опыта разработки и применения приемных антеии следует,, что для систем коллективного приема наиболее целесообразно применять различные варианты директорией антенны (см. § 8.4). Для повышения защиты от отраженных сигналов целесообразно использовать параллельное включение коллективных антенн, ус- тановленных на небольшом расстоянии друг от друга. 11.2. АНТЕННЫ РАДИОРЕЛЕЙНЫХ ЛИНИЙ 11.2.1. АНТЕННЫ РРЛ ПРЯМОЙ ВИДИМОСТИ Выбор типа антенны для РРЛ в основном определяется рабо- чим диапазоном частот, емкостью линии (числом телефонных или телевизионных каналов), а также планом распределения частот [27]. Наиболее распространены РРЛ прямой видимости, работаю- щие в диапазонах дециметровых и сантиметровых волн. В деци- метровом диапазоне воли (390 ...470 МГц) в основном применяют лчЯ
спиральные антенны. При этом для увеличения КУ используют антенны, состоящие из двух или четырех параллечыю включен- ных спиральных излучателей. На РРЛ прямой видимости используют передатчики неболь- шой мощности (от долей ватта до 10...20 Вт). Расстояние между соседними промежуточными пунктами обычно составляет 40... . 70 км; высота антенных опор может доходить до 100 м, а иног- да и более. При этом необходимо, чтобы для устойчивой связи КУ антеины составлял 30 ... 48 дБ. Площадь раскрыва таких антенн составляет 2 ... 15 м2. Ширина ДН Д0о,5 находится в пре- делах от 5 (при 6=30 дБ) до 0,7° (при 6=48 дБ)*. На магистральных РРЛ большой емкости применяется, как ’правило, двухчастотный план распределения частот. При этом на промежуточной станции передача в оба направления (прямое и обратное) ведется на одной частоте а прием с обоих направле- ний— на частоте f2. Таким образом, антенна находится в поле действия двух сигналов, имеющих одинаковые несущие частоты но приходящие с противоположных направлений. Для отсутст- вия помех между прямым и обратным каналами коэффициент защитного действия антенны ^3ащ=£’пр/£’Обр должен составлять не менее 65... 70 дБ. Уровень боковых лепестков антенны, характеризующий ее по- мехозащищенность, должен быть по возможности мал, что снижа- ет различного рода помехи при приеме и уменьшает помехи дру- гим системам связи при передаче. Для увеличения переходного затухания между трактами прие- ма и передачи (отношение мощности, излучаемой передающей ан- тенной к мощности, просачивающейся в приемный тракт этой или рядом расположенной антенны) излучаемое и принимаемое ан- тенной поля должны иметь взаимно перпендикулярные поляриза- ции. Однако, вследствие того, что излучаемое параболической антенной поле кроме составляющей с основной поляризацией име- ет также составляющие перпендикулярной ей поляризации, возмо- жен переход мощности из канала передачи в канал приема. Во из- бежание связанных с этим искажений коэффициент поперечной (кросс) поляризации поля антенны должен составлять —25... ...—30 дБ. Отраженные волны и тракте питания приводят к нелинейности фазовой характеристики последнего, что вызывает искажения изо- бражения при передаче телевидения, и появлению шумов в теле- фонных каналах при передаче многоканальной телефонии при ча- стотной модуляции. Допустимое значение коэффициента отраже- ния, вызываемого рассогласованием линии с антенной, для много- канальных систем ие должно превышать 2... 3%, во всей рабочей полосе частот. Для этих систем полоса частот, удовлетворяющая , ’ * Большие числа относятся к антеннам сантиметровых волн. 251
данному требованию, составляет 10... 15% от несущей частоты вы- сокочастотного сигнала. Конструкция антенны — жесткая, чтобы при порывах ветра уп- ругая деформация антеииы ие превышала допустимую величину. Атмосферные осадки не должны попадать в тракт питания антен- ны, так как это приводит к увеличению затухания в тракте и к рассогласованию. Необходимо иметь возможность поворота антен- ны в небольших пределах для точной установки направления мак- симального излучения на корреспондента (юстировка). Наиболее просты в производстве однозеркальные параболиче- ские антенны, однако получить в их раскрыве нужное распределе- ние затруднительно. Это, а также переливание поля облучателя через зеркало и затенение раскрыва облучателем ие позволяет по- лучить достаточно низкий УБЛ и высокий коэффициент защитно- го действия. Кроме того, недостатком этих антенн является пло- хое естественное согласование облучателя с фидером, определяе- мое перехватом облучателем части отраженных от зеркала лучей. Несколько лучшие результаты по уровню бокового излучения можно получить при использовании двухзеркальных антенн, как обычных, так и с модифицированными поверхностями. Для умень- шения бокового излучения и увеличения коэффициента защитного действия применяют различного рода защитные экраны (см. § 14.2), а также [9]) Для обычных аитеин с КУ, равным пример- но 40 дБ, коэффициент защитного действия составляет от —45... ...—50 дБ, что недопустимо при использовании антенны иа РРЛ> работающей по двухчастотному плану. У высококачественных ан- тенн, снабженных защитными экранами, коэффицвент защитного действия может составлять минус 55... 70 дБ. На рис. 11.8 изображена двухзеркальиая антенна с кольцевым фокусом (АДЭ — антенна двухзеркальная с эллипсоидальным ма- лым зеркалом). Большое зеркало образовано вращением части параболы 1 вокруг фокальной оси z, смещенной относительно оси симметрии антенны z*, иа d/2. Геометрическое место фокусов F представляет собой синфазное фокальное кольцо диаметром d. Поверхность вспомогательного зеркала является результатом вра- щения части эллипса 2 вокруг оси г, один фокус эллипса совпада- ет с фазовым центром облучателя (обычно — рупор с изломом) 3, а второй — совмещен с фокусом параболы (точка F). На оси сим- метрии малое зеркало имеет излом типа конического острия. В приближении геометрической оптики такая схема обеспечивает синфазность возбуждения раскрыва антенны. Данная антенна по сравнению с обычными двухзеркальными обладает рядом преимуществ. Во-первых, наличие конического острия иа малом зеркале значительно устраняет реакцию этого зеркала на облучатель и резко улучшает естественное согласова- ние антенны. Во-вторых, это позволяет существенно сократить рас- стояние между облучателем и малым зеркалом и тем самым 252
Рис. 11.8 Рис. 11.9 уменьшить утечку энергии за это зеркало и упростить его крепле- ние. В-третьих, вследствие того, что лучи, идущие из фазового центра облучателя (которым соответствует наибольшая плотность энергии), переизлучаются малым зеркалом на периферию парабо- лоида, а лучи, отраженные от точек, находящихся вблизи краев вспомогательного зеркала (им соответствует меньшая плотность энергии), попадают на участки поверхности параболоида, близ- кие к его вершине, обеспечивается большая равномерность амп- литудного распределения поля в раскрыве антенны (более высо- кий КИП). В-четвертых, высокое естественное согласование в ши- роком двапазоне волн и наличие широкодиапазоииого облучателя обеспечивает возможность совмещения в антенне различных диа- пазонов. Для получения высокого защитного действия антенны АДЭ выполняются короткофокусными (2yo«= 210°) и снабжаются специальными экранами. В последнее время значительно повысился интерес к антеннам с вынесенным облучателем (АВО) (см. п. 9.2.2, рис. 9.12). Это объясняется возросшими требованиями к помехозащищенности, которые во многих случаях не могут быть выполнены при исполь- зовании осесимметричных аитенн. Большинство вновь разрабаты- ваемых АВО выполнены по двух- или трехзеркальной схеме. Од- нако при использовании оптимальных облучателей и однозеркаль- ные АВО могут иметь высокие электрические параметры. Стои- мость и весовые характеристики таких антенн примерно такие же, как у осесимметричных [28]. Одиозеркальиая АВО (рве 11.9) со- стоит из отражающего зеркала 1, представляющего собой вырез- 253; *
ку из параболоида вращения цилиндром, ось которого смещена на некоторое расстояние относительно фокальной оси исходного па- раболоида. Антенна снабжена экраном 3, увеличивающим ее коэф- фициент защитного действия. Облучателем антенны 2 служит рас- фазировэнный рупор с изломом образующей поворотом оси и ко- сым срезом раскрыва (рис. 11.10). Такой рупор [9] обеспечивает ДН, необходимую для облучения антенны АВО,— осесимметрич- ную в одной плоскости и неосесимметричную в перпендикулярной плоскости. Оси малого (7) и основного (2) рупоров развернуты на некоторый угол у. Так как при этом углы си и -а2 оказываются раз- личными, вершина главного лепестка в плоскости ВВ' ДН рупора становится неосесимметричной. В перпендикулярной плоскости уг- лы и а?" равны и ДН симметрична. Срезав раскрыв •основного рупора, не перпендикулярного его оси, можно устранить различную расфазировку поля в точках В, В', лежащих на границах раскрыва. Характерным недостатком осенесимметричпых антенн является повышенный уровень кроссполяризационного излучения. Этот не- достаток может быть уменьшен применением специальных так на- зываемых согласованных облучателей [9]. Среди существующих антенн наименьшим боковым излучени- ем (наилучшей помехозащищенностью) обладают рупорно-парабо- лические антенны (РПА). Однако из-за больших габаритов (вер- тикальный размер) и массы их применяют только на наиболее важных магистральных линиях связи. Рупорно-параболическая антенна состоит из питаемого волно- водом пирамидального или конического рупора и непосредственно присоединенного к нему зеркала, являющегося частью параболои- да вращения (рис. 11.11,с). Фокус параболоида совпадает с фазо- вым центром рупора, находящимся у вершины последнего. Элект- ромагнитные волны, исходя из рупора, отражаются от параболи- Рис 11.10 Рис. 11.11 254
Рис. 11.12 г ческого зеркала (рис. 11.11,6). Фронт отраженной от зеркала волны близок к плоскому, и по- верхность раскрыва зеркала (по- верхность АВ) является синфаз- ной. В такой системе электромаг- нитная энергия облучателя не может пройти мимо зеркала, что резко уменьшает задние лепестки ДН. Облучатель (рупор) не зате- няет поверхность зеркала, что также приводит к уменьшению боковых лепестков. Так как отра- женная от зеркала энергия не попадает в рупор, то отсутствует • реакция зеркала на облучатель. Согласование рупора с волново- дом в случае достаточно длинных рупоров с большим излучающим отверстием, присоединяемых к. волноводу с помощью плавных переходов, не нарушается в весьма широком диапазоне частот (двухкратном). В этом диапазоне мо- жет быть получен КБВ, примерно равный 0,98, поэтому одна РПА может быть использована для совместной работы в двух иля не- скольких радиорелейных системах передачи. Коэффициент защитного действия антенны равен примерно —70 дБ, КИП — около 0,6, коэффициент поперечной поляризации поля антенны в главном направлении составляет от —36 до —42 дБ. Обычно углы раствора рупора в плоскостях Е и II выби- раются в пределах 30... 50°, а площадь раскрыва несимметричного параболоида составляет 5... 15 м2. Антенна может быть использована одновременно для приема и передачи полей с взаимно перпендикулярной поляризацией, а так- же при соответствующем возбуждении для излучения и приема поля с круговой поляризацией. Подробный анализ РПА имеется в [9, 12J. На РРЛ применяются также перископические антенные систе- мы (рис. 11.12), существенное преимущество которых — отсутст- вие длинного фидера (до 100 м). В перископической антенной си- стеме энергия передается с помощью беспроводной линии переда- чи, состоящей из нижнего зеркала (излучателя), установленного у основания мачты, и верхнего зеркала (переизлучателя). Излучате- ли могут быть симметричные параболические или несимметричные, выполненные по схеме АВО, параболические или эллипсоидальные зеркала. В случае перископической антенны, выполненной по так называемой трехэлементной схеме (см. рис. 11.12), облучатель нижнего зеркала (например, рупор с изломом) устанавливается н^^^-^вепосредственно в техническом здании. э’ а’ча W I 255
В качестве переизлучателя обычно применяется плоское зерка- ло. Излучатель и переизлучатель так ориентируются относительно друг друга, что волны, излученные нижним зеркалом, «перехва- тываются» верхним и переизлучаются в направлении на соседний промежуточный радиорелейный пункт. Фокусирующее действие нижнего зеркала выражается в том, что поток энергии, распространяющийси от нижнего зеркала к верхнему, несколько суживается, что приводит к увеличению КПД передачи энергии (отношение мощности, принятой переизлучате- лем, к мощности, излученной нижним зеркалом) от нижнего зерка- ла к верхнему. Часть энергии все же переливается через края верх- него зеркала. Выгоднее применять плоский переизлучатель не с прямоуголь- ным, а с эллиптическим контуром обреза, имеющим круглую по- верхность раскрыва, так как при этом увеличивается КПД бес- проводной линии передачи и уменьшается УБЛ ДН верхнего зер- кала. Коэффициент усиления перископической антенны G=va4’i2/?112T1/X8, где va — апертурный КИП нижнего зеркала; /?н — радиус раскры- ва этого зеркала; т] — КПД беспроводной линии передачи. Современные перископические антенны благодаря принятию ряда мер (специальная форма верхнего зеркала, использование облучателей нижнего зеркала, обеспечивающих апертурное рас- пределение поля с крутыми скатами и др.) обладают защитным действием, позволяющим использовать их на магистральных РРЛ. Коэффициент усиления таких антенн составляет 40 45 дБ (в диапазоне 4 ... 6 ГГц). 11.2.2. АНТЕННЫ ТРОПОСФЕРНЫХ РРЛ Возможность устойчивой связи на УКВ иа расстояниях, зна- чительно превышающих расстояние прямой видимости (до 600 км и более), объясняется рассеянием этих волн на неодно- родностях тропосферы (см. п. 5.4.1 в [10]). Для тропосферной связи может использоваться диапазон 100 — 10000 МГц. На отечественной тропосферной РРЛ применяются частоты от 790 до 960 МГц. Схема тропосферной РРЛ изображена на рис. 11.13. Объем тропосферы CC'DD', ограниченной областью пересечения телес- ных углов главных лепестков ДН передающей (Л) и приемной (В) антеин, называется рассеивающим. Часть электромагнитной энергии, переизлученной неоднородностями, заключенными в этом объеме, может быть принята приемной антенной, ДН которой ограничена прямыми ВС и BD. Принятая антенной энергия мо- жет быть усилена передающей антенной, находящейся в точке 256 Направление движения Волны от передатчика В, и направлена ею так, чтобы после рассеивания в тропосфере быть принятой антенной следующего пункта, и т. д. Направление максимального излучения антенны берется почти горизонталь- ным. В связи с тем, что приемная антенна улавливает только небольшую часть энергии, переизлученной рассеивающим объ- емом, для устойчивой связи необходимо, чтобы как передающая, так и приемная антенна обладали большими КУ (примерно 42 ... ...50 дБ). Для этого излучающие поверхности антенн должны достигать сотен квадратных метров. Следует иметь в виду, что КУ антенны тропосферной линии растет не прямо пропорциональ- но поверхности ее раскрыва, а медленнее (явление «потери уси- ления»), что можно объяснить уменьшением рассеивающего объ- ема тропосферы при сужении ДН. При этом чем больше рас- четный КУ антенны, тем значительнее уменьшение ее реального КУ. На тропосферных РРЛ, работающих в диапазонах децимет- ровых и сантиметровых волн, в основном применяют параболи- ческие антенны, выполненные по схеме АВО. На этих линиях иет необходимости в подъеме антенны на большую высоту. Обычно нижний край антенны поднимается иа 10 ... 20 м иад землей. Для увеличения помехозащищенности антенн применяют различ- ного рода экраны (см. § 14.2). 11.2.3. ПАССИВНЫЕ РЕТРАНСЛЯТОРЫ ДЛЯ РРЛ В горной или холмистой местности для обеспечения прямой радиовидимости между ретрансляционными пунктами РРЛ их приходится размешать на господ- ствующих высотах, как правило, труднодоступных, что приводит к значительно- му удорожанию строительства и усложнению эксплуатации этих пунктов. В та- ких условиях выгодно использовать пассивные ретрансляторы, не имеющие при- емио-передающей аппаратуры к ие требующие обслуживающего персонала. Известны три вида пассивных ретрансляторов: отражающие, преломляющие « 17—6464 257
и типа препятствия. Наиболее простым и дешевым является пассивный ретранс- лятор типа препятствия, предложенный в 1953 г. Г. 3. Айзенбергом и А. М. Ме- делем. Он представляет собой металлическую поверхность, непроницаемую для электромагнитных волн, расположенную в плоскости Q перпендикулярно направ- лению распространения волны от пункта А к пункту В, между которыми отсутст- вует прямая видимость (рис. 11.14). Пассивный ретранслятор П находится и зоне прямой видимости пунктов Л и Я При отсутствии непроницаемого для- электромагнитных волн препятствия передающая антеива пункта А не создает поля в пункте В. Появление напряженности поля в пункте В при установке иа пути распро- странения волны препитствия П объясняется следующим образом. При отсутст- вии ретранслятора в плоскости Q создается поле, распределенное по опреде- ленному закону. Напряженность поля в пункте В определяется интерференцией полей от всех элементов этой возбужденной поверхности. Распределение возбуж- дающего поля на плоскости Q таково, что при отсутствии прямой ВИДИМОСТИ; между пунктами А и В напряжеиость суммарного поля в пункте В равна нулю Другими словамв, ДН возбужденной плоскости Q такова, что излучение в на- правлении пункта В отсутствует. Установка в плоскости Q непроницаемого для? электромагнитных волн препятствия приводит к тому, что иа части плоскости Qr закрытой металлической поверхностью П, напряженность поля обращается в нуль. Таким образом, изменяется амплитудно-фазовое распределение возбуж- дающего поля, что должно привести к изменению ДН возбужденной плоско- сти Q и появлению излучения в направлении пункта В. Форма препятствия выбирается так, чтобы обеспечить минимальную расфа- зировку поля и точие приема от различных участков металлической поверхно- сти. Дли этого препятствие выполняется в виде части кольца (рис. 11.15-—вид в вертикальной плоскости Q), верхняя и нижняя кромки которого совпадают с границами зоны Френеля [10]. Это обеспечивает синфазность поля в горизон- тальной плоскости в точке приема от сектора Дер при любом ф. В вертикальной плоскости расфазировка поли дуг различного радиуса г определяется разностью хода соответствующих лучей от пункта А к пункту В. По этим причинам угло- вой размер препятствия по координате ф и соответствующий линейный размер 2а могут иметь достаточно большое значение и ограничиваются в основном только конструктивными соображениями. Пассивные ретрансляторы типа пре- пятствия в отличие от ретрансляторов отражающего и преломляющего типов не требуют жесткой фиксации в пространстве и точности выполнения поверхности, так как ее роль заключается только в создании на фронте падающей волны участка с нулевой напряженностью поля («темное пятно»). Отсутствие требова- ний к жесткости конструкции позволяет выполнять полотно в виде проволочной, сетки и подвешивать его на легких опорах. Антенны пассивных ретрансляторов любого вида должны обладать значи- тельно большими КУ, чем антенны обычных ретрансляционных пунктов, что объясниется необходимостью требуемого усиления приходящего сигнала исклю- чительно самой антенной, так как усилительная аппаратура на пассивном пунк- те отсутствует. Поэтому площадь пассивных ретрансляторов должна быть боль- шей (до 500 м2) и в 50 ... 60 раз превышать площадь раскрыва антенны актив- 258
Рис. 11 16 «ого пункта. Коэффициент усиления пассивных ретрансляторов типа препятст- вия достигает значения 60 ... 70 дБ. Простота конструкции ретранслятора типа препятствия и выигрыш в площа- ди по сравнению с пассивными ретрансляторами других типои определяют его высокую экономичность. Применение отражающих ретрансляторов целесообразно толь- ко в тех случаях, когда отсутствует удобная строительная пло- щадка в створе активных пунктов. Диаграмма направленности пассивного ретранслятора весьма узкая, ширина ее измеряется минутами. В связи с этим центр пассивного ретранслятора дол- жен устанавливаться на линии, соединяющей активные пункты (в створе этих пунктов) с высокой точностью. Отклонение центра ретранслятора от створа должно быть ие более 5 ... 10 м. Можно применять многоэтажные пассивные ретрансляторы, располагая -полотна в зонах Френеля через одну. При этом поля от разных этажей в пункте приема складываются синфазно. Диаграмма направленности в вертикальной плоскости сужается. Следует иметь в виду, что в связи с неоднородностью тропосферы траек- тория луча криволинейна, радиус ее кривизны меняется во вре- мени и определяется вертикальным градиентом диэлектрической проницаемости воздуха. При сужении ДН напряженность поля в пункте приема становится критичной к изменению этого гра- диента, т. е. к изменению условий рефракции. Определенные ограничения на число этажей накладывает так- же необходимость переизлучения всей полосы спектра частот РРЛ. При изменении длины волны изменяется ширина зоны Френеля, и поэтому при достаточно большой ширине полосы частот многоэтажный ретранслятор может возбуждаться иесин- фазно. По данным [12], число этажей при передаче широкой полосы частот не может превышать 4 ... 6. Пассивные ретрансляторы типа препятствия могут применяться не только для обхода естественных препятствий рельефа, ио и в других целях. В частно- сти, с помощью пассивных ретрансляторов можно увеличить в несколько раз расстояние между активными пунктами обычной РРЛ. При этом получается эко- •а 17* 259
номия капитальных вложений иа 25 ... 40 % в уменьшается количество действующей иа линии аппаратуры. Использование пассивных ретранслято- ров позволяет при обычной длине РРЛ (примерно 50 км) существенно сократить высоту опор и дли- ну волноводных трактов. Пассивный ретранслятор типа препятствия мо- жет быть использован иа обычных РРЛ с примой видимостью для увеличения КУ антенны. При этом рост КУ антенны РРЛ ие сопровождается увеличением ее поверхности, требующей высокой Рис. 11.17 точности обработки. Принцип действия такого ретранслитора состоит в следующем. Разобьем плоскость Q, перпендикулярную линии, соединиющей пункт передачи А с пунктом приема В (рис 11.16), на концентрические зоны Френеля S2, S3.... Поля, излученные в пункт приема В соседними зонами, имеют разные знаки и взаимно ослабляют друг друга Если устранить излу- чение одной (например, второй) четной зоны или нескольких четных зон с по- мощью пассивного ретранслятора, выполненного в виде одного или нескольких колец (рис. 11.17), то наприженость поля в пункте приема может быть значи- тельно увеличена. Такой ретранслятор называется антенным директором. Если ретранслятор затеняет N зон с четными номерами, выигрыш в КУ антенны составляет (21V-{-1)2. Если кольцевой директор выполнить из фазосдви- гающей радиопрозрачной среды, то в общем случае выигрыш в КУ составляет (4Л4 I)2. Использование антенных директоров на РРЛ целесообразно лишь в случае низких опорных антенн РРЛ пунктов. Это объясняется тем, что директор должен устанавливаться на расстоянии, равном нескольким сотням метров от основной антенны, на отдельной опоре, примерно такой же высоты, как и опора этой антенны. Особенно целесообразно применять антенные директоры на РРЛ, работаю- щих в диапазонах 8 и 11 ГГц, где благодаря небольшому расстоянию между активными пунктами (25 ... 35 км) высота антенных опор обычно невелика. При строительстве РРЛ в горной или сильно пересеченной местности воз- можно использовать пассивные ретрансляторы отражающего (зеркального) типа [27]. Обычно оин выполняются из одного или двух плоских зеркал (рис. 11.18,а, б). Если угол 0'>45 ... 60° (рис. 11.18.а), наиболее целесообразна схема однозеркального пассивного ретранслятора. Если 35°<Р<6О°, целесооб- разно использовать двухзеркальный ретранслятор, зеркала которого составляют 260
гак называемую Д-ков фигурацию (рис. 11.18,6), при которой зеркало Р2 и пункт приема В расположены по разные стороны прямой АР{. Линейные размеры используемых на РРЛ зеркальных ретрансляторов достигают нескольких сотен длин волн (поверхность отражателя измеряется десятками и сотнями квадрат- ных метров). Зеркала столь больших размеров, выполненные с достаточной точ- ностью (±Х/10 ... ±1/20), дороги. 11 3. АНТЕННЫ ДЛЯ СПУТНИКОВОЙ И КОСМИЧЕСКОЙ РАДИОСВЯЗИ [29] В настоящее время спутниковые системы связи стали одним из основных видов дальней связи. Связь между земными пунк- тами, находящимися на расстояниях от нескольких тысяч до не- скольких десятков тысяч километров друг от друга, осущест- вляется на сантиметровых волнах при помощи ИСЗ, применяемых в качестве активных или пассивных ретрансляторов. На санти- метровых и дециметровых волнах производится также связь с космическими кораблями, удаленными от Земли на сотни мил- лионов километров. Для увеличения пропускной способности спутниковых систем связи кроме ранее использовавшегося частотного диапазона 4/6 ГГц в настоящее время осваиваются новые диапазоны 11/14, 12/18 и 20/30 ГГц. Допустимый уровень излучении в сторону Земли бортовых антенн ИСЗ ограничен из-за недопустимости излучения в этом направлении мощных сигналов, которые могут создать помехи другим радиотехническим системам. Сигналы, приходящие от космических кораблей или отраженные от планет при радио- астрономических исследованиях, также весьма слабы из-за очень большой удаленности этих источников. Чтобы обеспечить необ- ходимое отношение сигнал-шум на входе приемника, антенны земных станций должны иметь высокий КУ (так, антенны, ра- ботающие в диапазоне 20/30 ГГц, имеют КУ до 70 дБ), чему соответствует малая ширина ДН (угловые минуты) и большие размеры. Из-за малой ширины ДН при изменении положения ИСЗ или межпланетного корабля необходимо обеспечить весьма высокую точность наведения луча антенны на эти объекты и непрерыв- ное сопровождение их. Для этого антенны снабжаются поворот- ными устройствами и системами управления ими. Антенны земных станций спутниковой связи (ЗССС) и кос- мической радиосвязи являются сложными устройствами, имею- щими большие^ габаритные размеры и массу. Они работают в условиях воздействия переменных ветровых нагрузок, дождя, го- лоледа, солнечного нагрева и т. д. В этих трудных условиях должны быть обеспечены высокая механическая прочность антен- кЦгомтй Н°Й системы и сохранение с высокой точностью заданной формы ' 261
поверхности зеркала. С этой целью зеркало антеины снабжается мощным ферменным каркасом, опирающимся на несущую плат- форму антенно-поворотного устройства (рис. 11.19). В качестве антенн ЗССС и космической связи используются в основном двухзеркальные модифицированные параболические антенны. Обычно применяют антенны с круговой поляризацией поля. Антенны для ЗССС с малой пропускной способностью и станций телевизионного вещания, обслуживающих небольшой населенный пункт (системы «Москва»; КУ=35 дБ), обычно бы- вают однозеркальные. С этой же целью применяют несколько многоэлементных директорных антенн, работающих в параллель (система «Экран» — КУ примерно 21 ... 28 дБ). Размеры (диа- метр раскрыва) антенн спутниковой связи колеблются в преде- лах от 1 ... 2 м (антенны станций с малой пропускной способ- ностью и станций телевизионного вещания) до примерно 32 м. Диаметры раскрывов антенн для космической радиосвязи и ра- диоастрономии доходят до 100 м. Масса таких антеин может составлять более 2000 т. Например, отечественный радиотелескоп РТ-70 имеет диаметр 70 м и массу 1400 т. Одной из важнейших характеристик наземных антенн яв- ляется величина отношения КУ антенн (G) к суммарной шумовой температуре (7\) на входе приемного устройства. Современные антенны для двухсторонней многоканальной связи (27?о^ЗО имеют G/Тъ до 42 дБ; антенны м) земных станций для односторон- ней связи через ИСЗ (например, антенна системы «Орбита») при 2/?о=12 м имеют G/Tx до 32 дБ. Очевидно, что для увели- чения отношения G/Тъ (коэффи- циент шумовой добротности при- емного устройства) следует уве- личивать КУ антенны и умень- Рис. 11.20 шать суммарную шумовую температуру Т2=7,у-|-7,тр4-7,о. Здесь Уу — шумовая температура малошумящего усилителя МШУ, к которому присоединена антенна (обычно 7\«40 ... 60 К); Лр— шумовая температура СВЧ тракта, соединяющего антенну с МШУ; Та — эквивалентная шумовая антенная температура (см. § 6.4). Все три составляющие соизмеримы, и для увеличения отношении G/T£ при заданном значении G (а значит, и раз- мере антенны) следует уменьшать составляющие Ттр и Та. Уменьшение 7\р достигают, помещая МШУ возможно ближе к облучателю, т. е. сокращая длину тракта питания антенны, либо заменяя волноводный тракт лучеводом- системой пери- скопических зеркал между облучателем и малым зеркалом, что существенно снижает потери в тракте питания. Антенная температура Та растет при уменьшении угла места Д (угол между направлением максимального излучения и гори- зонтальной плоскостью) из-за увечичения поглощения радиоволн в прилегающих к Земле слоях атмосферы и приема шумов теп- лового излучения Земли. Для уменьшения влияния шумов Земли необходимо обеспечить низкий УБЛ антенны. Это позволяет при А=5 ... 7° в диапазоне 4/6 ГГц достаточно сильно подав- лять шумы Земли, поскольку их прием происходит через дальние боковые лепестки, имеющие низкий уровень. При дальнейшем уменьшении А уровень шумов Земли недопустимо возрастает, так как их прием происходит через боковые лепестки, близкие к максимуму. Кроме того, при уменьшении угла А путь от ан- тенны до ИСЗ (или до космического объекта), проходящий в плотных слоях атмосферы, удлиняется, что ведет к увеличению шумов, порождаемых потерями в атмосфере. В высокочастотных диапазонах 11/14 и 20/30 ГГц ввиду существенного возраста- ния потерь в атмосфере минимальный рабочий угол места А увеличивается до 10°. Имеются факторы, препятствующие увеличению КУ антенны путем увеличения ее размеров. Это, во-первых, влияние случай- ных ошибок в выполнении поверхности зеркала, вызывающих расширение главного лепестка ДН и увеличение УБЛ, что при- водит к снижению КУ, увеличению Та и ухудшению помехоза- щищенности. Для уменьшения этих вредных эффектов у антенн диапазонов 11/14 и 20/30 ГГц существенно повышена точность выполнения поверхности (среднеквадратическое отклонение фор- мы поверхности зеркала от заданной б составляет десятые или даже сотые доли мм, что соответствует относительному допуску 10~* ... Ю5). Очевидно, что повысить точность выполнения зер- кала тем труднее, чем больше его размеры. Так, у антенны РТ-70 6=1 мм. Вторым фактором, ограничивающим возможность увеличения размеров, является осуществимая точность наведения луча на « 263 «5’43 “
ИСЗ, которая должна составлять примерно О,1Д0о.5- Например, у антенны, работающей на частоте 30 ГГц, имеющей 2/?0=12 м и ширину ДН Д0о,5=1,5'. точность наведения должна составлять ±0,15', что представляет сложную техническую проблему. При недостаточной точности наведения связь осуществляется через круто спадающие участки ДН, что приводит к значительным потерям усиления. Поэтому максимальный диаметр раскрыва зеркала 2/?0 следует выбирать из компромисса между технико- экономическими факторами, определяющими реализуемую точ- ность наведения, и соответствующими этой точности потерями усиления. Дли увеличения объема передаваемой информации разра- ботаны системы спутниковой связи, в которых обеспечивается близкое к двухкратному использование рабочих частот благо- дари развязке по поляризации. В связи с непрерывным ростом числа ИСЗ на геостационар- ной орбите и уменьшением углового разноса между ними для соседних земных станций появляется опасность взаимных помех. Поэтому ужесточаются требования к уровням побочных излу- чений антенн. Резкое уменьшение УБЛ обеспечивается несим- метричными зеркальными антеннами с вынесенным облучателем (АВО). Однако при использовании таких антенн возникают труд- ности с получением уровней кроссполиризации, требуемых в си- стемах с поляризационной развязкой. Уровень кроссполяриза- ционного излучения может быть существенно снижен посред- ством облучения по схеме Грегори. Особенно целесообразно использовать неосесимметричные ан- тенны небольших размеров с малым КУ в системах непосред- ственного приема телевидения с ИСЗ. В таких системах очень трудно получить низкий уровень ближиих боковых лепестков при использовании осесимметричных антенн, так как в малых ан- теннах облучатель обычно затеняет значительную часть зеркала. Малые антенны типа /\.ВО (диаметром 1 ...2м) целесообразно выполнять по однозеркальной схеме [30], простой в конструк- тивном отношении и имеющей высокие электрические параметры. Присоединение облучателя к приемно-передающей аппарату- ре, установленной в аппаратной, находящейся на земле, осущест- вляется с помощью сравнительно длинного волноводного тракта, за счет потерь в котором увеличивается шумовая температура и ухудшается качество приема слабых сигналов. Этот недостаток можно уменьшить, применив беспроводную линию передачи или лучевод. В этом случае вся аппаратура и облучатель размеща- ются на земле в техническом помещении. Антенное устройство (рис. 11.20) состоит из большого параболического и малого (гиперболоид) зеркал (фокусы зеркал совпадают) и системы вспомогательных зеркал, создающих беспроводную линию пере- дачи (пучок плоских волн) между облучателем (рупором) и ма-
лым зеркалом. Заметим, что рупор находится на довольно боль- шом расстоянии от малого зеркала (десятки метров) не в фокусе Последнего. Упрощенно используя представления геометрической оптики, принцип действия лучевода можно пояснить следующим образом. Сферическая волна, излучаемая коническим рупором /, падает па плоское вспомогательное зеркало 2, составляющее угол 45° с осью симметрии системы, и преобразуется им в сферическую же волну, но с фазовым центром в точке Л (зеркальное изображение фазо- вого центра рупора 0). Эта волна облучает несимметричное вспо- могательное зеркало 3 («вырезка» из параболоида вращения), фо- кус которого совмещен с точкой Flt и ось симметрии параллельна оси симметрии рупора, совмещенной с осью симметрии системы. Поэтому падающая на зеркало 3 сферическая волна трансформи- руется в плоскую, распространяющуюся параллельно оси симмет- рии параболоида. Эта плоская волна после отражения от анало- гичного зеркала 4 трансформируется в сходящуюся в точке F2 сферическую волну, которая плоским зеркалом 5, наклоненным на 45°, направляется на малое зеркало двухзеркальной антенны (ги- перболоид), при этом точка F2 перемещается в точку Р2 (второй фокус гиперболоида). После отражения от малого зеркала (пер- вый фокус которого совпадает с фокусом большого зеркала) сфе- рическая волна падает на большое зеркало, трансформируется им в плоскую и направляется на корреспондента. Тип приемио-передающей антеииы, установленной на ИСЗ или межпланет- ном корабле (бортовая антенна), выбирают с учетом требований, связанных с построением н энергетическим потенциалом линии связи, диапазоном рабочих частот и полосой пропускания, условиями работы в космосе, стабилизацией ИСЗ и т. п. На первых ИСЗ использовались слабоиаправленные малогабаритные антен- ны. На ИСЗ, выведенных на стационарную орбиту (примерно 36 тыс. км), с ко- торой угловой размер Земли составляет примерно 20е, применялись антенны с шириной ДН Д0о,5=2О ... 25° и КУ примерно 6 ... 17 дБ (например, АР из 16 элементов, небольшие параболические антенны и др.). На ИСЗ. находящихся на орбите средней высоты (5 ... 10 тыс. км) приме- нялись почти ненаправленные (изотропные) антенны с круговой поляризацией поля (турникетные, спиральные, щелевые). Недостаток усиления бортовых аитенн компенсировался использованием больших наземных антенн с высоким КУ. С увеличением общих размеров ИСЗ появилась возможность применять более направленные антенны, КУ которых до- стигает 30 ... 35 дБ и более. К таким антеннам относят параболические (одно- зеркальныс и двухзеркальные) РПА и антенные решетки. Одним нз основных направлений в конструировании бортовых антенн является создание склаоных антенн, раскрывающихся после вывода космического аппарата на орбиту. Антенные системы современных ИСЗ должны решать следующие задачи: Формированием ДН специальной формы обеспечивать эффективное облучение 265
только заданной области земной поверхности; допускать повторное (многократ- ное) использование рабочих частот за счет пространственного разноса диаграмм направленности и поляризационного разделения, ослаблять излучение вне зоны обслуживания с тем, чтобы уровни поля на основной и кроссполяризацни соот- ветствовали нормам МККР ’. Эти задачи могут решаться применением многолучевых антенн (см. § 10-3), ж которым в последнее время проявляется значительный интерес. Используй диапазон частот 20/30 ГГц и обладающие большим усилением многолучевые -антенны, можно значительно сикжать мощность бортовых передатчиков ИСЗ и жаземных станций и уменьшать диаметры раскрывов антенн этих станций. Путем сложения, на определенных уровнях, формируемых многолучевой -антенной узких парциальных ДН можно получить широкую, имеющую сравни- тельно плоскую вершину и крутые скаты ДН, обеспечивающую равномерное облучение заданной территории. В качестве бортовых многолучевых антенн применяются зеркальные, линзо- вые и ФАР. Основным преимуществом зеркальных многолучевых антенн является их сравнительно невысокая стоимость, простота облучающей системы, небольшая масса, простота конструкции. Коэффициент усиления таких антенн измениется ют 27 ... 30 дБ в диапазоне 4/6 ГГц (при диаметре раскрыва 1 ... 2,5 м) до 45 дБ в диапазоне 30 ГГц. Антеииы имеют высокую развязку по поляризации (не меиее 35 дБ). В многолучевых системах можно использовать обычные плоские ФАР, со- стоящие из сотен идентичных слабонаправленных излучателей, формирующих десятки узких лучей. Эти антеииы создают ДН с высоким усилением и низким УБЛ обычной регулировкой фазы в раскрыве. При спадающем амплитудном распределении и при тщательной регулировке фазы (допустимое отклонение 5") можно получить УБЛ ниже —35 дБ. Разработаны ФАР, которые по команде могут изменять границы зоны видимости (форму ДН) и значения КУ. В каче- •стве элементов ФАР могут применяться также активные излучатели. Активные многолучевые антенны имеют ряд преимуществ по сравнению с обычными. Основными направлениями в области развития антенн систем спутниковой связи являются: использование многолучевых бортовых антенн и увеличение их размеров (в дальнейшем предполагается большие многолучевые антенны созда- вать на крупногабаритных орбитальных конструкциях); увеличение КУ (пример- но до 55 дБ); снижение УБЛ и уровни кроссполяризации поля; использование адаптивных антенн (см. п. 10.4.2); уменьшение размеров и стоимости антенн на- земных станций; применение электронного сканирования (см. § 10.1). 11.4. ПИТАНИЕ АНТЕНН ДЛЯ радиорелейной, спутниковой и космической радиосвязи Для передачи электромагнитной энергии от передатчика к ан- тенне или от антенны к приемнику используют коаксиальные и волноводные линии. Коаксиальные линии применяют в дециметро- 1 Международный Консультативный Комитет по Радио. 266
вом диапазоне волн. В сантиметровом диапазоне используют вол- новодные линии. В некоторых случаях, однако (например, для пи- тания антенны тропосферных линий связи), применение таких ли- ний, даже в дециметровом диапазоне волн, предпочтительнее. К волноводным трактам питания предъявляютси следующие ос- новные требования: должно быть обеспечено хорошее согласова- ние тракта с антенной, передатчиком или приемником и отдельных элементов тракта друг с другом и с трактом в целом. Допустимая величина коэффициента отражения от антенны и элементов вол- новодного тракта для многоканальных систем составляет 2...3%, Коэффициент отражении от мест сочленений (стыков) элементов тракта не должен превышать 0,1%. Коэффициент полезного дейст- вия антенно-волповодного тракта должен быть достаточно высо- ким. Потери в стенках волноводов приводят к ослаблению пере- даваемых и принимаемых сигналов, вследствие чего возрастает влияние собственных флуктуационных шумов приемной аппарату- ры. В тракте с малым затуханием увеличение потерь на 1 дБ эк- вивалентно увеличению шумовой температуры тракта Тш.ф на 70 К- Поэтому стремится сократить длину волноводов (или применяют лучеводы) и выполнять элементы тракта с учетом получении ми- нимальных потерь. В результате этого потери в высокочастотном тракте антенна — приемник снижаются. Должна быть обеспечена электрогерметичность фланцевых соединений для предотвращения просачивания энергии из щелей, отверстий и т. д. Просачивание электромагнитной энергии приводит к взаимному влиянию трак- тов, к искажению ДН антенны. При большой мощности передатчи- ков (антенны для космической радиосвязи, антенны для тропо- сферных линий связи) даже небольшой выход энергии может соз- дать недопустимо высокую напряженность поля вблизи тракта. Тракт питания должен обладать необходимой электрической прочностью. Если одна антенна работает на передачу с одной по- ляризацией поля, а на прием — с другой, то для питания антенны часто используют два прямоугольных волновода. Размеры попе- речного сечения прямоугольного волновода выбирают из условия существования волны Hw (1кр=2а, где а — больший поперечный размер волновода) и отсутствия волн высших типов. На РРЛ высокочастотных диапазонов 4, 6, 8 и 11 ГГц, а также в трактах питания наземных антенн спутниковой связи используют волноводные линии, выполненные из отрезков круглых и эллипти- ческих волноводов. Достоинством фидерного тракта с круглыми волноводами являетси возможность одновременной передачи и приема энергии на волнах с ортогональной поляризацией поля по одному фидеру, для чего применяют основной тип волны Ни (рис. 11.21,а). Затухание энергии в круглых волноводах значительно меньше, чем в прямоугольных. Волноводный тракт выполняется из медных или биметаллических труб (стальная труба с внутренней медной оболочкой) длиной 45 ...50 м. Коэффициент ослабления а 267
Рис. 1121 Ряс. 1122 не должен превышать 2 дБ/100 м, для чего диаметр поперечного сечения волновода не должен быть меньше 70 мм. Однако при этом на частотах, превышающих 2 ГГц, в волноводе наряду с ос- новным типом волны А/ц (АКр=3,41с, где а — радиус волновода) возможно распространение волны следующего по порядку типа (Лкр=2,4а, рис. 11.21,6) и более высоких типов волн. Такой жолновод работает в многоволновом режиме. Применение многоволновых волноводов увеличивает требова- ния к однородности волноводов, так как в местах нарушения од- нородности происходит преобразование основного типа волны в волны высших типов й обратное преобразование волн высших ти- пов в основной тип волны, что приводит к искажению передавае- мых по волноводу сигналов. Биметаллические волноводы облада- ют большей однородностью и меньшим коэффициентом отражения ют стыков волноводных секций, чем медные. Поэтому медные вол- новоды не следует использовать в диапазонах, превышающих 4 ГГц. В круглых волноводах существует возможность перехода энер- гии из канала передачи в канал приема и обратно, работающих иа волнах с взаимно ортогональными поляризациями. Уменьше- ние поляризационной развязки между каналами приема и пере- дачи является следствием небольшой эллиптичности поперечного сечения волновода. При возбуждении волновода волной с линей- ной поляризацией и при несовпадении плоскости поляризации этой волны с плоскостью осей эллипса поперечного сечения на выходе 268
волновода линейная поляризация преобразуется в эллиптическую, что вызывает поивление паразитной кроссполяризационной волны, некоторое уменьшение уровня сигнала основной волны и поворот плоскости поляризации. Поэтому должны быть приняты меры для устранения или уменьшения кроссполяризационной волны. Гибкие гофрированные эллиптические волноводы используют в качестве вставок для соединения вертикальных частей фидерных трактов из круглых или прямоугольных волноводов с высокоча- стотной аппаратурой, а также в качестве самостоятельных фиде- ров. Геометрические размеры поперечного сечения эллиптических волноводов выбираются так, чтобы обеспечить существование в волноводе только электромагнитной волны основного типа сНн (рис. 11.21,в). При оптимальных размерах поперечного сечения коэффициенты ослабления для этих волноводов весьма близки к соответствующим им значениям для стандартных волноводов с прямоугольным сечением. Применение эллиптических волноводов позволяет создавать длинные фидерные тракты без промежуточ- ных секций. Эллиптическая форма поперечного сечении позволяет сохранить положение плоскости поляризации поля в волноводе по отношению к сечению независимо от трассировки волновода. Эти волноводы выпускаются в виде отрезков длиной 100 м и более, на- мотанных на кабельные барабаны. Фидерный тракт, основанный на применении волноводов круг- лого сечения (рис. 11.22) [27], состоит из антенны /, перехода с плавно меняющимся сечением от квадратного рупора к круглому сечению волновода 2, герметизирующего волновода 3, секции со штуцером 4, фильтра поглощения волн высших типов 5, волново- да круглого сечения 6, возбуждаемого на волне Яп, корректора эллиптичности 7, поляризационного селектора 8, нагрузки 9, гоф- рированного гибкого эллиптического волновода 10, служащего для соединения приемно-передающей аппаратуры СВЧ с верти- кальной частью тракта, герметизирующей вставки 11. Волноводные плавные переходы 2 используют для соединения между собой волноводов с различными размерами поперечного сечения, а также для соединения прямоугольных волноводов с круглыми. В зависимости от характера изменения образующей плавные переходы подразделиютси на: квазиэкспоненциальные, полиномиальные, линейные. Эти переходы должны обеспечивать хорошее согласование соединяемых волноводов, для чего их дли- на должна быть большой. Так, для соединения отрезка прямо- угольного волновода, идущего от РПА, с круглым волноводом, длина перехода составляет 50 см. При такой длине перехода обес- печивается также низкий уровень возбуждения паразитных волн высших типов. Сохранение высоких электрических параметров волноводных трактов требует защиты внутреннего волноводного объема от по- падания атмосферных осадков. Эта задача обеспечивается герме- 269
Рис. 11.23 Рис. 11.24 тизацией стыков всех волноводных элементов и применением гер- метизирующих волноводных вставок 3, устанавливаемых в месте соединения волновода с аппаратурой и в верхней части тракта, ес- ли антенна ие является герметичной. Герметизирующая секция, устанавливаемая вблизи антенны, должна иметь сливные отвер- стия для удаления влаги из антенны. Для создания в круглом волноводе циркуляции осушенного воздуха служит отрезок круглого волновода со штуцером 4 для присоединения воздухопровода и с отверстиями для подачи в вол- новод осушенного воздуха. Поглотитель волн высших типов 5 предназначен для уменьше- ния в круглом многоволновом волноводе уровня паразитных волн высших типов Е01 и £ц, возбуждающихся на несимметричных не- однородностях (сдвиг осей волноводов, изгиб волновода и др.), переходных секциях между волноводами разных диаметров, в герметизирующих вставках и др. Поглощение волны Е0} (рис. 11.23), имеющей интенсивную продольную составляющую электри- ческого поля, достигается установкой в волноводе параллельно его оси стержня 1 из материала с низкой проводимостью. Обычно поглотитель представляет собой пенопластовый вкла- дыш 2 в форме челнока, вдоль продольной оси которого имеется отверстие, в котором установлен стеклянный стержень. Поверх- ностный слой стержня содержит окислы некоторых металлов, об- ладающие свойствами полупроводника. Аналогично подавляется волна Е\], имеющая две области с максимальной напряженностью продольной составляющей электрического поля. Как отмечалось, вследствие некоторой эллиптичности попереч- ного сечения волновода линейно поляризованная волна на выходе волновода преобразуется в эллиптическую, что приводит к умень- шению поляризационной развязки между каналами приема и пе- редачи. Причиной возникновения волны с поперечной поляриза- цией (кроссполяризация) является разность фазовых скоростей ортогональных составляющих электромагнитного поля в волново- 270 де, приводящая к появлению фазового сдвига между этими со- ставляющими. Компенсация этого сдвига и получение линейной поляризации поля в волноводе осуществляются с помощью коррек- тора эллиптичности 7, включаемого в круглый волновод и пред- ставляющего собой отрезок эллиптического волновода с плавными переходами к круглому сечению по концам (рис. 11.24). Размеры этого корректора должны обеспечить дополнительный сдвиг фаз между составляющими электромагнитного поля после их прохож- дения по корректору, равный по величине и противоположный по знаку фазовому сдвигу между этими составляющими в круглом волноводе. Целесообразно, чтобы фазовый сдвиг между ортого- нальными составляющими поля в корректоре эллиптичности заве- домо превышал фазовый сдвиг в круглом волноводе. В этом слу- чае оказывается возможным обеспечить линейную поляризацию поля в волноводе (строго вертикальную или строго горизонталь- ную) выбором взаимного расположения эллипсов поперечного се- чения корректора эллиптичности и круглого волновода. Назначение поляризационного селектора 8— разделение волн различной поляризации. Он представляет собой два перехода от прямоугольного волновода к круглому, развернутых друг относи- тельно друга на 90°. Передатчики, работающие на частотах fi— через поляризационный селектор направляют в круглый волновод волны одной поляризации. Принимаемые сигналы на частотах fs—[в имеют поляризацию, повернутую на 90°. Эти сигналы через поляризационный селектор направляют к приемникам. В случае необходимости излучения или приема антенной волн круговой поляризации в волноводном тракте может быть приме- нено устройство, аналогичное рассмотренному в п. 9.1.2 (см. рис. 9.7). Подробные данные об элементах антенно-волноводных трак- тов имеются в [27]. В качестве основных элементов тракта питания наземной ан- тенны спутниковой или космической связи используются отрезки круглых, прямоугольных и эллиптических гофрированных волно- водов. Применяются также прямоугольные волноводы. Участок тракта с уменьшенными потерями состоит из прямоугольного вол- новода с увеличенным поперечным сечением и двух переходов, со- единяющих этот волновод с участками тракта, имеющими стан- дартные размеры сечения. Эти переходы должны обеспечивать полное поглощение высших типов волн. Существуют также схемы волноводных трактов для антенн с лучеводами (см. § 11.3). Тракты питания антенн спутниковой и космической радиосвя- зи значительно короче трактов РРЛ и имеют ряд особенностей. К ним предъявляются ие столь жесткие требования в отношении однородности, потерь и согласования с приемной и передающей аппаратурой. Согласование определяется коэффициентом стоячей волны по напряжению (КСВН) Этот коэффициент обычно не пре- вышает 1,4... 1,5. В качестве отрезков круглых волноводов могут * 271
применяться медные волноводы, имеющие более высокие потери, чем биметаллические. Элементы тракта испытывают изгибы, скручивание и другие нагрузки при вращении антенны, что должно учитываться при про- ектировании тракта. Элементы тракта, через которые проходят сигналы передатчиков (совмещенный тракт и тракт передачи), должны быть рассчитаны на пропускание значительной мощности (от нескольких до 15...20 кВт). В отличие от трактов РРЛ, поле в которых линейно поляризовано, в трактах антенн спутниковой и космической связи имеет место вращающаяся поляризация. Тракт питания наземной антенны спутниковой связи обычно может быть разделен на три участка: совмещенный, используе- мый одновременно в диапазоне приема и передачи; тракт приема, соединяющий входы приемников с выходами совмещенного трак- та; тракт передачи, соединяющий выходы передатчиков со входом совмещенного тракта. Совмещенный тракт состоит из отрезков круглых волноводов, поляризационного блока, обеспечивающего преобразование одно- го вида поляризации поля в другой (линейную во вращающуюся и вращающуюся в линейную) и разделение сигналов приема и пе- редачи. Все элементы этой части тракта работают одновременно в диапазоне частот приема и передачи. Тракт приема подключается к выходу поляризационного блока и содержит угломестное и азимутальное вращающиеся сочлене- ния, а также другие элементы. Все устройства приемного тракта соединяются между собой отрезками прямоугольного волновода и угловыми переходами в плоскостях Е и И. Тракт передачи подключается к входу поляризационного блока. Основными элементами этой части тракта являются: угломестное и азимутальное вращающиеся сочленения; герметизирующая сек- ция, устройство сложения сигналов нескольких передатчиков, от- резки прямоугольных волноводов и др. [34]. Глава 12. АНТЕННЫ ДЕКАМЕТРОВЫХ (КОРОТКИХ) ВОЛН 12.1. ОСОБЕННОСТИ АНТЕНН ДЕКАМЕТРОВЫХ ВОЛН И ТРЕБОВАНИЯ, ПРЕДЪЯВЛЯЕМЫЕ к ним К диапазону декаметровых волн относят радиоволны длиной 10... 100 м. Связь иа большие расстояния (сотни и тысячи кило- метров) осуществляется с помощью пространственных волн, кото- 272 рые достигают места приема либо однократным отражением от верхних слоев ионосферы (слои F2, Fb Е), либо многократным от- ражением от ионосферы и поверхности Земли. Поэтому направле- ние максимального излучения (приема) антенны должно состав- лять некоторый угол (Атах) с линией горизонта. Радиус действия земной волны в декаметровом (КВ) диапазоне воли сравнительно невелик и при обычно используемых мощностях передатчиков не превышает нескольких десятков километров. Это обусловлено по- терями в процессе дифракции вдоль земли. Волны этого диапазона используют для построения систем дальней связи, для радиовещания, дальней (загоризонтной) ра- диолокации, исследования ионосферы и др. Требуемыми для работы в коротковолновом (КВ) диапазоне диаграммами направленности обладают как вертикальные, так и горизонтальные антенны. Однако горизонтальные антенны имеют следующие преимущества перед вертикальными: горизонтально поляризованные волны при отражении от полупроводящей почвы при углах наклона (см. п. 3.5.2) Д=20... .30° испытывают мень- шее поглощение, чем вертикально поляризованные; индустриаль- ные помехи имеют в основном вертикальную поляризацию поля, вследствие чего прием на горизонтальные антенны сопровождает- ся меньшими помехами. Вертикальные вибраторы (симметричные и несимметричные) не имеют направленности в горизонтальной плоскости. В верти- кальной плоскости ДН таких вибраторов сильнее «прижата» к зем- ле, чем ДН горизонтального вибратора, что позволяет при малой высоте подвеса над землей излучать и принимать волны под ма- лыми углами к горизонту, необходимыми для связи с отдаленны- ми корреспондентами. Вертикальные вибраторы создают более интенсивные излучения, чем горизонтальные, вдоль поверхности земли. Поэтому эти антенны применяют при связи на небольшие расстояния (связь с помощью земной волны). На декаметровых волнах сравнительно легко выполнять ан- тенны, размеры которых превосходят длину волны в несколько раз и обладают значительным направленным действием. Сопро- тивление излучения таких антенн значительно превосходит сопро- тивление потерь, вследствие чего КПД КВ антенн в большинстве случаев близок к единице. Условия прохождения коротких волн определяются состоянием ионосферы, зависящим от времени суток, времени года, солнечной активности и т. д. Поэтому для обеспечения непрерывной радио- связи необходимо иметь несколько рабочих волн, значительно от- личающихся друг от друга В связи с этим желательно применять антенны диапазонного типа, что позволяет повысить маневренность радиоцентров частотами при минимальном числе антенн. Вследствие непрерывного изменения состояния ионосферы из- '^^^^^^еняются углы прихода (наклона) волн. Кроме того, в точку прие- Л- 18—6464 273
ма могут попадать волны, распространяющиеся различными путя- ми (одно или несколько отражений) и имеющие различные углы прихода (многолучевость), меняющиеся во времени. Поэтому ан- тенна должна достаточно интенсивно излучать (принимать) в определенном секторе углов прихода лучей. При длине магистра- ли г=2000...3000 км наиболее вероятные значения углов прихода (А) изменяются в пределах 5... 15°; при г=3000... 6000 км 4... 13°; при г>6000 км 3...8° [3]. Иногда максимальные углы наклона на длинных магистралях доходят до 20... 25°. В соответствии с этими данными должна выбираться ширина ДН антенны в вертикальной плоскости. Для обеспечения радиовещанием очень удаленных тер- риторий иногда приходиться применять антенны с большим КУ, имеющие в коротковолновой части рабочего диапазона ширину ДН в вертикальной плоскости меньшую, чем сектор наиболее вероят- ных углов прихода. У таких антенн желательно предусмотреть формирование по крайней мере двух ДН, одна из которых имеет максимум под более низкими углами возвышения, а другая — под более высокими. Лучи, имеющие различные пути распространения вследствие, например, однократного или двухкратного отражения от ионосфе- ры, приходят в место приема не одновременно (это же имеет мес- то вследствие того, что каждый луч фактически состоит из пучка близких по направлению лучей — многолучевость), что вызывает непрерывное колебание напряженности поля — явления интерфе- ренционного замирания (фединга). Это явление происходит вслед- ствие непрерывного изменения соотношения фаз напряженности поля отдельных лучей. При распространении сигнала, содержаще- го конечный спектр частот, может наблюдаться замирание отдель- ных частот (избирательное замирание), приводящее к искажению спектра передаваемого сигнала. При большой разности хода лу- чей, проходящих путь от места передачи до места приема с раз- личным числом отражений, существует явление «эха», вызываю- щее увеличение длительности принимаемого сигнала. Имеет место также явление кругосветного эха, происходящее вследствие прие- ма радиоволн, приходящих по той же дуге большого круга, что и основной сигнал, но с противоположной стороны. Оно вызывает большие искажения как при телефонной, так и при телеграфной работе. Для борьбы с замираниями производят прием на две или на три пространственно разнесенные антенны или на антенны с вза- имно перпендикулярной поляризацией поля (поляризационный разное). Весьма эффективным способом борьбы с замираниями й явлением эха является применение приемных антеин с узкими, управляемыми в вертикальной плоскости ДН, позволяющими при- нимать один наиболее устойчивый луч и устранять интерференцию между полями многих лучей. Для устранения явления кругосвет- ного эха как передающие, так и приемные антеины должны обла- 274
дать однонаправленными свойствами, коэффициент защитного действия антенны должен быть велик. Для уменьшения помех, создаваемых близкими по частоте ра- диостанциями, а также уменьшения помех грозового и промыш- ленного происхождений уровень боковых лепестков ДН приемных антенн должен быть мал. Это уменьшает также эффекты замира- ний и эха. На длинных линиях связи в настоящее время обычно применя- ют сложные антенны диапазонного типа, для линий связи неболь- шой длины — простые антенны, настроенные (узкополосные) или диапазонные. Значительное влияние на излучение КВ антенн оказывают па- раметры почвы (ег, о). Строгий анализ влияния земли на структу- ру поля источника сферических воли весьма сложен. При расчете ДН КВ антенн землю обычно считают плоской и полупроводящей. При этом для приближенных расчетов пользуются методом, ана- логичным методу зеркальных изображений (п. 3.5.2), справедли- вому в случае вибратора, находящегося под бесконечной плоской и идеально проводящей поверхностью. Для учета влияния почвы на ДН в отличие от метода зеркальных изображений (ток в зер- кальном вибраторе считается равным по амплитуде и равным ли- бо противоположным по фазе току в действительном вибраторе), полагают, что ток в зеркальном вибраторе /з = /аЯ ехр(1Ф), (12.1) где R— модуль; Ф — фаза коэффициента Френеля. Коэффициент Френеля равен отношению комплексных амплитуд напряженностей падающей и отраженной волн при падении плоской волны на бес- конечную гладкую плоскость с параметрами ег и <у. Величины R и Ф зависят от параметров ег и угла наклона А и вида поляриза- ции поля (параллельная или вертикальная ||, нормальная или го- ризонтальная _1_). Надежным критерием для определения расстояния, начиная с которого можно пользоваться указанным методом для расчета ДН, является затухание земной волны. Если точка приема нахо- дится на таком расстоянии от антенны, что земная волна практи- чески отсутствует, то данный метод дает правильные результаты. Обычно это расстояние на КВ составляет несколько десятков длин волн. Заменяя в (3.5) q на R и -ф на Ф, получаем выражение для ве- личины напряженности электрического поля горизонтального виб- ратора в вертикальной плоскости, перпендикулярной оси вибра- тора: E± = -^(l-coSfcZ)/l+/4+2RxcoS(®±-2ftftsmA); (12.2> авв^18* 275
1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 О 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 для вертикального симметричного вибратора в вертикальной плоскости: £ц = «»(*;апД)-смМ Г! _|_^2| _|_2S „ cos (ФII —sin А), cos А ' (12.3) Известно, что в полупроводящей почве Ф£ = Фц при А=0°. Из формул (12.2) н (12.3) в этом случае следует, что £|_ = Ец = = 0. Этот результат объясняется приближенным характером фор- мул (12.2) и (12.3). В действительности некоторое излучение при Д=0° (т. е. вдоль поверхности земли) имеет место. Диаграммы направленности, рассчитанные с учетом парамет- ров почвы, отличаются от ДН, рассчитанных в предположении иде- ально проводящей плоскости (см. рис. 3.15 и 3.17), тем, что направления нулевого излучения заменяются направлениями мини- мального излучения (рис. 12.1, штриховая линия — горизонталь- ный вибратор). Кроме того, с увеличением угла наклона А макси- мумы боковых лепестков уменьшаются из-за уменьшения коэффи- диента Френеля. ' 12.2. ПРОСТЫЕ АНТЕННЫ ДЕКАМЕТРОВЫХ ВОЛН В качестве простых антенн на коротких волнах применяют го- ризонтальные симметричные вибраторы, диапазонные вибраторы Надененко, шунтовые диапазонные вибраторы, уголковую антенну Пистолькорса, антенны зенитного излучения и др. Симметричный вибратор (см § 2.1)—одна из наиболее про- стых и распространенных антенн — применяется как передающая и как приемная антенна. Коротковолновый симметричный вибратор (рис. 12.2) выпол- няется из твердотяпутого бронзового или биметаллического прово- да диаметром 4...6 мм. Волновое сопротивление вибратора при- 276 Изоляторы мерно 1000 Ом. Вибратор крепится на двух мачтах (обычно дере- вянных или асбоцементных), поддерживаемых оттяжками. Для уменьшения токов, наводимых в оттяжках, последние разрубают- ся изоляторами на отрезки не длиннее чем 1/4 (1 — рабочая дли- на волны). Высота подвеса вибратора Н выбирается равной 1/2... ...1; при этом угол максимального излучения Атох составляет 30... 15°. Симметричный вибратор предназначается для работы иа фиксированной частоте (узкополосная антенна) в диапазоне 0,2... ... 0,25^2/1^0,63... 0,67. Симметричный вибратор обычно питается двухпроводным фидером (№=600 Ом). При уменьшении отноше- ния //1 падает активная и увеличивается реактивная составляю- щие входного сопротивления вибратора, вследствие чего умень- шается естественный КБВ в фидере. Хорошее согласование (на одной частоте) может быть осуществлено при любом отношении 2/1. Однако если естественный КБВ становится меньше 0,15, то со- гласование легко нарушается при изменении метеорологических условий. Диаграмма направленности вибратора в горизонтальной плоскости (А->0°) для идеально проводящей земли может быть рассчитана по формуле (2.24); в вертикальной плоскости, перпен- дикулярной оси вибратора,— по (12.2) или (3.29). Значение КНД в направлении максимального излучения при идеально проводя- щей земле D=480 (1 —cos kl) 2//?In (12.4) получено на основании тех же рассуждений, что и при выходе фор- мулы (3.33). Для придания вибратору однонаправленных свойств обычно применяются настроенные пассивные вибраторы — рефлекторы или директоры (см. § 3.3). При надлежащей регулировке ампли- туды и фазы тока в пассивном рефлекторе хорошие результаты могут быть получены при расстояниях между вибраторами d= = (01. ..0,3)1. Мощность, которую можно подвести к симметричному вибра- тору, определяется допустимым значением нормальной составля- ющей напряженности электрического поля у поверхности проаода Еп при котором не возникает ионизации воздуха (факельное ис- течение) и пробоя изоляторов. Максимальное допустимое значение SrTSai: (эффективное значение) в диапазоне коротких волн обычно яч^Г^^авно 6... 8 кВ/см. .Л» «I* 277
В случае цилиндрического проводника радиусом а En=if(2naE0), (12.5) где т — линейная плотность заряда. При синусоидальном распределении тока иа основании урав- нения сохранения заряда (2.2) т = — = i-^-cosA(/—z). со dz о На концах вибратора, где напряженность поля Еп максималь- на (пучность заряда), учитывая, что Л=(оУе0р.о, получаем тп= =/пУ£ор-о- Подставляя это значение т в (12.15) и имея в виду, что Уро/ео=12Оп, имеем Еп = 60/л/а. Ток /п связан с мощностью излу- чения выражением Zn2Rrn/2=Pz. Таким образом, £п= =60У2Р2/(пуРхл). Переходя к эффективному значению Еп и выра- жая Рх в киловаттах, а радиус провода а в миллиметрах, получаем £n.,ff= 1900r₽i/(«K^). " (12.6) Если вибратор выполнен из п отдельных проводов, то у поверхно- сти одного провода приблизительно Eneff 1900 VPT/(na Г^п). (12.7) Более точный расчет Еп основан иа результатах решения уравнения Халлена. При представлении тока в виде (2.15) у кон- ца вибратора получаем £п=60/[/(Лп/), где Ц — комплексный ко- эффициент полиномиального ряда. Заметим, что при излучении модулированного сигнала, напри- мер при амплитудной модуляции, пиковая мощность может в 4 ра- за превышать мощность не модулированного сигнала. Соответст- венно допустимая средняя мощность должна быть в 4 раза меньше. Для работы в широком непрерывном диапазоне волн, а также для подведения к вибратору большой мощности применяют виб- раторы с пониженным волновым сопротивлением (диполь Наде- ненко), диапазонные шунтовые вибраторы и плоские самодопол- нительные вибраторы (см. § 7.2 и 7.4). Снижение волнового сопротивления вибратора достигается вы- полнением его плеч из проводов, расположенных по образующим цилиндра (см. рис. 7.4). Обычно радиус образующего цилиндра р=0,5...0,75 м; число проводов п=6...8; №а=250...400 Ом. Вследствие большого значения р/Х расчет ZBX вибраторов типа диполя Надененко методом, изложенным в § 2.5 [формула (2.39)], приводит к заметным погрешностям. Для более точного расчета 2вх можно, например, использовать метод, изложенный в [3] и учитывающий проволочную структуру вибратора, или обобщенный метод наведенных ЭДС (см. § 3.4). Метод снижения волнового сопротивления не позволяет полу- чить высокий КБВ в фидере в широком диапазоне частот. Так, в 278
Рис. 12.4 лиапазоне 0,25 /Д ^0,63 КБ В может падать до 0,4. Питать виб- раторы данного типа целесообразно фндером с Wж 300 Ом. Шунтовые диапазонные вибраторы (см. § 7.2), применяемые на КВ, могут выполняться как в проволочном, так и в жестком ва- рианте, предложенном Г. 3. Айзенбергом (рис. 12.3). В последнем случае шунт выполняется из металлических труб, с помощью ко- торых крепится к мачте без изолятора (потенциал в точке 0 равен пулю). Такие вибраторы в основном используют в качестве эле- ментов антенных решеток. Для радиосвязи с корреспон