6. Лабораторне завдання

1. Вивчити особливості лабораторного макета для дослідження спрямованих властивостей дзеркальної антени

2. Вимірявши радіус і глибину параболічного дзеркала визначити фокусну відстань,

3. Уважно ознайомитися з порядком роботи зі СВЧ генератором і селективним микровольтметром.

4. Виміряти діаграми спрямованості (ДС) антени в Е– площині площини й у Н– площині для кожного із трьох випадків:

• фазовий центр и опромнювача перебуває точно у фокуса;

• фазовий центр опромнювача усунутий убік дзеркала;

• фазовий центр опромнювача усунутий у протилежну від дзеркала сторону.

5. Побудувати діаграми спрямованості у вигляді двох графіків відповідних до вимірів в Е– площині й у Н– площині.

Примітка:

1. Вимірювання діаграм слід провести при повороті антени в межах сектору кутів, що включає головну й першу бічну пелюстку ДС.

2. Кількість точок, необхідне для коректної побудови ДС, визначається так, щоб у межах однієї пелюстки ДС було не менш 5-ти точок виміру.

3. При побудові ДС слід нормувати отримані значення й ураховувати квадратичність характеристики детектора.

6. Проаналізувати отримані результати.

7. Зміст протоколу

1. Результати виконання домашнього завдання

2. Функціональні схеми вимірювальної установки

3. Результати вимірювань у вигляді графіків і таблиць.

4. Аналіз результатів і виводи.

8. Додатки

1. Метод геометричної оптики

Цей метод не є строгим і часто застосовується для розв'язку внутрішнього задачі теорії антен. Подібний розв'язок ставиться до так званих асимптотичним розв'язкам, і воно тим більше точно, чим менше довжина хвилі в порівнянні з характерними розмірами антени.

Слід зазначити, що метод геометричної оптики (ГО) непридатний для розрахунків полів в околиці особливих областей (ребер, вершин, фокальних точок, границь світло-тінь і т.п.).

Складові векторів електромагнітного поля в безмежнім середовищі в наближенні ГО представляються у вигляді добутку швидко осцилюючою і повільно мінливої функцій:

, (Д.1)

де називається ейконалом, це функція, що визначає фазову структуру поля  систему фронтів і променів,  амплітуда, яка розглядається як повільно мінлива функція. Поверхні рівних фаз, описувані рівнянням  фронти хвиль, а лінії градієнта являють собою проміні, вони перпендикулярні поверхням рівних фаз. Закони ГО суть закони, що визначають функції .

Ейконал має сенс оптичної довжини променя

, (Д.2)

де  показник переломлення середовища, а інтеграл (Д.2) обчислюється уздовж променя.

Промінь визначається як траєкторія, що задовольняє принципу Ферма: промінь, що з'єднує дві точки й , виділяється із усіх кривих, що проходять через ці дві точки, тим, що ейконал, що виражається інтегралом (Д.2), узятим у межах від до , екстремальний. Іншими словами ( оптична довжина шляху між двома точками уздовж променя, що проходить через них, менше, чим оптична довжина шляху уздовж будь-який кривій, що з'єднує ці ж точки.

Розглядаючи тільки однорідні середовища, відзначимо, що в цьому випадку промені являють собою прямі лінії, ейконал пропорційний звичайній довжині шляху уздовж променя, а орієнтація векторів поля в межах променя постійна. Трубка нескінченно малого перерізу, стінки якої складаються із променів, називають елементарною променевою трубкою.

Одним з фактів, що дозволяють просто розраховувати зміна полів уздовж променя, є те, що в першім наближенні енергія за межі елементарної променевої трубки не виходить. У методі ГО поле як би розпадається на сукупність променевих трубок, які можна розглядати як волокна, по кожному з яких поширюється енергія електромагнітного поля. Причому поширення в кожній елементарній трубці відбувається незалежно від наявності сусідніх. Тобто, променеві трубки не взаємодіють між собою.

Іншим фактом є можливість використання законів відбиття й переломлення. Наприклад, при падінні плоскої електромагнітної хвилі на плоску границю роздягнула двох середовищ виконується закон Снеліуса: кут падіння дорівнює куту відбиття. Амплітуда відбитого променя в точці відбиття визначається, як і при падінні плоскої хвилі на плоску границю розділу, тобто відомими з електродинаміки формулами Френеля.

Якщо границя розділу не плоска, і якщо радіуси кривизни поверхні й фронту падаючої хвилі (поблизу поверхні) великі в порівнянні з довжиною хвилі, то поверхню, що відбиває, уважають локально плоскої. Тоді систему відбитих променів знаходять, проводячи дотичну площину до поверхні роздягнула в розглянутій точці й застосовуючи перший закон Снеліуса.

Метод геометричної оптики передбачає, що при русі хвилі уздовж променевої трубки амплітуда її на відстані спадає в сферичній хвилі як , у циліндричній хвилі як , і незмінна в плоскій хвилі. Фазові співвідношення визначаються множником , де – хвильове число, а  пройдена відстань.

2. Апертурний метод

Апертурний метод також є наближеним і дозволяє розрахувати поле випромінювання антени за відомими значенням дотичних складових векторів електромагнітного поля в розкриві (апертурі) антени.

Для знаходження поля випромінювання, скористаємося методом еквівалентних струмів Щелкунова. Із цією метою оточимо розглянуту антену уявлюваною довільною замкненою поверхнею так, щоб частина цієї поверхні збігалася з апертурою антени (рис. 4).

Покладемо, що в результаті точного або наближеного попереднього розв'язку внутрішньої задачі нами вже визначене поле на поверхні , тобто в апертурі (розкриві) антени, і виходить, відомі щільності еквівалентних поверхневих струмів на цій поверхні.

Рисунок 4 – Застосування апертурного методу

При розрахунках полів випромінювання антени апертурним методом уважаються, що поле поза апертурою дорівнює нулю. Отже, поверхневі еквівалентні струми на іншій частині поверхні також відсутні. У розглянутому прикладі таке припущення засноване на тому, що амплітуди полів на "неосвітленої" – тіньовій поверхні дзеркала значно менше, чим на "освітленої". З урахуванням цього, шляхом інтегрування еквівалентних струмів розподілених тільки по поверхні розкриву антени, розраховують поле випромінювання.

Таким чином, поле випромінювання при використанні апертурного методу визначається тільки через дотичні складові векторів електричного й магнітного полів ( згідно із принципом еквівалентності) на апертурі антени.

На практиці часто вважають, що дотичні складові векторів електричного й магнітного поля в апертурі антени зв'язані між собою також як і в плоскій хвилі ( тобто вони синфазні, взаємно перпендикулярні й відрізняються коефіцієнтом, що мають зміст хвильового опору):

,

де  нормаль до поверхні апертури,  хвильовий опір середовища, і  дотичні складові векторів електромагнітного поля в апертурі. Таке твердження в основному справедливо для плоских синфазних розкривів більших електричних розмірів.

У цьому випадку характеристика спрямованості може бути визначена тільки через дотичну складову вектора електричного (або магнітного) поля з виразу

, (Д.3)

причому інтегрування ведеться по поверхні апертури .

Апертурний метод, будучи наближеним, не враховує полів створюваних струмами на поверхні поза апертурою, а також дифракційних явищ на краях апертури. Він з достатньої для практики точністю описує особливості характеристики спрямованості в області головної й перших бічних пелюсток і абсолютно непридатний для знаходження поля в області дальнього бічного й заднього випромінювання антени.

Переваги апертурного методу:

• можливість вибору найбільш придатної форми апертури для спрощення обчислення інтегралів.

Недоліки апертурного методу:

• велика погрішність при розрахунках дальнього бічного випромінювання;

• неможливе урахування кросполяризації;

• не враховуються дифракційні ефекти.

3. Метод фізичної оптики (ФО) або «струмовий» метод

У цьому методі характеристика спрямованості антени обчислюється інтегруванням струмів на «освітленої» частини поверхні антени , тобто, що опромінюється первинним джерелом. Уважаючи форму поверхні заданої, а саму поверхню антени ідеально провідної, вирішуємо внутрішню задачу, попередньо визначивши щільність поверхневих струмів на цій поверхні, скориставшись виразом

, (Д.4)

де  вектор щільності поверхневих електричних струмів;  вектор падаючого (неспотвореного, створюваного первинним джерелом) магнітного поля поблизу розглянутої поверхні. Звичайно падаюче поле розраховується приблизно, методом геометричної оптики, з використанням асимптотичного представлення, придатного на більших відстанях ( характеристики спрямованості опромнювача.

Слід знати, що формула (Д.4) дає точний результат тільки у випадку падіння плоскої хвилі на нескінченну ідеально провідну плоску поверхню. Однак її можна застосувати й для наближеного визначення щільності поверхневого струму в тому випадку, якщо радіус кривизни поверхні в розглянутій точці значно перевищує довжину хвилі, а падаюче поле в цій області можна вважати локально плоским.

Тоді, згідно із принципом еквівалентності С.А. Щелкунова, поле випромінювання антени можна визначити шляхом інтегрування щільності електричних поверхневих струмів на металевій поверхні антени. З урахуванням сказаного векторну комплексну характеристику спрямованості антени можна розрахувати, скориставшись виразом

,

де  відстань від початку обраної системи координат до точки інтегрування на поверхні антени,  кут між напрямком на точку інтегрування й на точку спостереження, що перебуває в дальній зоні, а інтегрування ведеться по освітленій частині поверхні антени .

Переваги струмового методу:

• менша погрішність при розрахунках бічного випромінювання;

• можливість урахування кросполяризації;

• можливість урахування крайових ефектів, уводячи на контурний крайовий струм.

Недоліки методу ФО:

• не враховуються струми, що затікають на тіньову поверхню антени;

• струми на освітленій поверхні визначаються приблизно.