книги из ГПНТБ / Юрцев, О. А. Спиральные антенны

ются в силе. Те отличия в относительных амплитудах различных собственных волн которые имеют место в рассматриваемых

системах, обусловлены наличием дополнительного замедления фазо­ вой скорости пространственных гармоник.

р в области слабой дисперсии и, следовательно, к увеличению эффек­

точности фазировки заходов, обеспечивающей работу спиральной антенны в режиме прямого осевого излучения.

б. Спираль с двухслойным диэлектриком. Не рассматривая слу­ чая произвольного ёг, остановимся на случае, когда ег близко к еди­ нице. Практически это имеет место, когда опорный цилиндр выпол­

сии дополнительное замедление фазовой скорости, обусловленное небольшим отличием ег от единицы, практически отсутствует. Сле­ довательно, эффективность возбуждения собственных волн в обла­ стях слабой дисперсии практически такая же, как и при ег=1. Вме­ сте с тем в области сильной дисперсии фазовая скорость собствен­ ных волн зависит от е- более существенно, чем от x s/p в случае импедансной спирали. Поэтому даже при малых ег эффективность возбуждения собственных воли в областях сильной дисперсии зна­ чительно больше, чем при ег=1.

■В качестве примера рассмотрим эффективность возбуждения

Более точные значения х- определяются из дисперсионного урав­

100

чеиие Ег по сравнению с единицей приводит к существенному уве­ личению амплитуды тока волны 5^1, особенно при малых ka. Более точные значения х2, определяемые уравнением (2.33), больше значе­ ний, даваемых формулой (4.41). Поэтому разница в амплитудах

(7i при ег=1 и E r ^ l фактически еще больше. Из-за этого возра­ стает допустимая ошибка Аф в фазнровке заходов многозаходной спиральной антенны в том интервале ka, где, помимо волн 7’|+1|>

существуют н другие «мешающие;» типы волн Т ± j±v] . Подробнее

этот вопрос рассмотрен в гл. 5, где приведены диаграммы направ-

входящие в рассматриваемую нормальную волну. Поэтому анализ характеристик и параметров спирально-диэлектрической антенны даже при точном возбуждении заходов предполагает оценку ампли­ туд токов одновременно существующих собственных волн и вклад каждой из них в общее поле излучения. Ограничиваясь случаем,

101

излучения, кроме волны Г ,, существуют „мешающие” типы волн Т - 2 , Т- з . . . . С ростом номера собственной волны (номера резони­

рующей гармоники) уменьшается амплитуда ее поля излучения в спиральной антенне. Поэтому достаточно оценить амплитуду тока собственной волны Г _ 2 в сравнении с волной Т На рис. 4.12 пред­

ставлены зависимости |5r- 2/5,i| от параметра ka, рассчитанные по

(2.33). Как видно, амплитуды токов собственных воли Г, и Т- 2 близки друг к другу. Однако в спиральной антенне максимум поля излучения волны Т ь как показывают расчеты, приведенные в гл. 5, на порядок больше максимума излучения волны Т - ъ Это позволяет при приближенных инженерных расчетах не учитывать более выс­

никами поля в следующей главе используются для ана­ лиза зависимости диаграмм направленности спиральных антенн от параметров возбуждающих источников.

Г л а в а 5

ХАРАКТЕРИСТИКИ И ПАРАМЕТРЫ РЕГУЛЯРНЫХ СПИРАЛЬНЫХ АНТЕНН

5.1. Поле излучения регулярной спиральной антенны

Теоретический расчет характеристик и параметров спиральной антенны, естественно, не может быть сделан с учетом всех ее конструктивных элементов и особен­ ностей распределения в ней тока. Такой расчет делает­ ся для более или менее упрощенной модели спирали. При использовании спирали в качестве антенны бегу­ щей волны ее осевая длина L x обычно более (0,5 ... 1) А.ср, отражение волны тока от свободного конца спирали не­

(диаграмм направленности, поляризационных и фазо­ вых характеристик) реальная спиральная антенна, имеющая, как правило, небольшой экран, может быть заменена отрезком регулярной спирали без экрана с равномерным по амплитуде и линейным по фазе рас­ пределением тока вдоль оси захода. При этом доста­ точно хорошие результаты по точности дает метод опре­

102

деления поля опирали в дальней зоне как суммы по­ лей излучения ее элементар­ ных частей.

Возможность представ­ ления полного НОЛЯ 'МНО'ГО- заходной спиральной линии в виде суммы М .нормаль­ ных волн с известным рас­ пределением амплитуд и фаз токов в поперечной пло­ скости облегчает задачу оп­ ределения поля излучения _миогозаходной спирали при произвольном возбуждении заходов. Применимость ре­ зультатов, полученных для бесконечной регулярной ли­ нии, к анализу поля конеч­ ной опирали обусловлена

сохранением в ней свойств симметрии вращения, из ко­ торых и вытекает указанное выше свойство полей.

Будем считать, что вдоль конечной спирали распро­ страняется без затухания бегущая волна поля. При этом

странстве поле Е/g. Суммарное поле всех заходов, соот­ ветствующее q-ii нормальной волне тока, записывается

в виде

м

E, = S E „ . (5 2) (=i

При произвольном возбуждении заходов в них су­ ществуют токи, соответствующие всем нормальным

1. ( S

волнам. В этом случае полное поле излучения спираль­ ной антенны определится выражением

смотрим правовинтовую Af-заходную спираль, имеющую следующие геометрические параметры: а — средний ра­

размеры поперечного сечения проводника каждого за­ хода намного меньшими диаметра спирали, ее шага 5 и длины волны ft,.

На рис. 5.1 показан l-й заход спирали и компоненты вектора Eq в сферической системе координат: Е^, Е„ ,

Е . В дальней зоне ER <^Eetf, поэтому достаточно полу­ чить выражения для поперечных компонент Е5 и Е .

Используя метод электрического векторного потенцнала, запишем

где Уц определяется выражением (5.1).

Для спирали с двухслойным диэлектриком (внутри спирали диэлектрик с проницаемостью е, вне — с ео), используя второй принцип эквивалентности [46], выра­ жение для А можно записать в виде

1С4

где

в объеме считается таким же, как в соответствующем объеме регулярной бесконечной спирали, и определяет­ ся в результате решения граничной задачи.

Формулы (5.1), (5.2), (5.4), (5.6), (5.8) позволяют опре­ делить компоненты Ев и Е вектора электрического поля

в дальней зоне ЛРзаходной спиральной антенны с двух­ слойным диэлектриком.

Опуская громоздкие промежуточные выкладки, запи­

-q)nAf-fvcp]5Ш((. ^ _ ^ _ ^ )яУУ] {[-/_,M_ q_, {k a sin6) -

2v— [xer/'v (x)-yK\ (y) /„ (x).'/Cv (I,)] [x/v (x)—yK, (y) /'„ (x)/K\(y)l’

менту; ег — относительная проницаемость опорного ди­ электрического цилиндра.

Каждый член рядов, входящих в выражения (5.10) — (5.13), представляет собой поле излучения, соответствую­ щее одной. азимутальной пространственной гармонике.

106

Связь между номером члена я н номером пространствен­ ной гармоники v дается соотношением (5.14). Ряды по я быстро сходятся и практически достаточно взять лишь несколько членов, а в области сильной дисперсии фазовой скорости •— один член, соответствующий резонирую­ щей пространственной гармонике.

Выражения (5.9) — (5.13) позволяют рассчитать диа­ граммы направленности, поляризационные и фазовые

Характеристики излучения конкретных типов цилин­ дрических спиральных антенн рассматриваются в по­ следующих параграфах главы.

5.2. Однозаходная спиральная антенна в однородном диэлектрике

(5.10) и (5.11) упрощаются. .Возможность упрощения, как уже отмечалось, физически обусловлена резонансом какой-либо пространственной гармоники поля. Фор­ мальный анализ (5.10) и (5.11) указывает на наличие одного резко преобладающего члена в рядах по я, номер которого совпадает с номером резонирующей простран­ ственной гармоники в собственной волне Т ±у.

Рассмотрим подробно лишь волну Ти обусловливаю­ щую в спиральной антенне режим прямого осевого

Выражения (5.17) и (5.18) описывают поле с осевой диаграммой направленности, обусловленное излучением

107

чением члена с v = — 1, описывают поля с воронкообраз­ ными диаграммами направленности, обусловленные из­

и описывает поле, обусловленное излучением простран­

(при 0 = 0 также круговую). Учет последнего поля очень несущественно уточняет теоретические диаграммы на­ правленности волны 7\ в области сильной дисперсии, однако позволяет выявить принципиальную зависимость коэффициента поляризации поля излучения от числа витков спирали N. Вторыми слагаемыми в (5.17) и (5.20) по сравнению с первыми можно пренебречь при оасчете поля в секторе углов 0= ± (60 ... 70°), ибо при этом Jo (ka sin 0) cos 0S>2tg a h (ka sin 0)sin 0.

Сказанное выше позволяет записать следующие окон­ чательные выражения для компонент Ев и Е поля излу­

108

Полученные выражения (5.22) п (5.23) используют­ ся ниже для анализа характеристик и параметров рас­ сматриваемой спиральной антенны.

1. Диаграммы направленности. Без учета поля не-

от угла ср). В общем случае диаграммы направленности, описываемые модулями выражений (5.22) и (5.23), за­ висят от утла ф. Если N — целое число, выражения для диаграмм направленности, следующие из (5.22) и (5.23), упрощаются и принимают вид:

Численные расчеты показывают, что в области силь­ ной дисперсии волны Tit определяемой неравенствами

йа“акс< ka < /га',,

формулы (5.24), (5.25) и (5.26) дают практически оди­ наковые результаты. Значения фазовой постоянной (5, входящей в (5.14) для уо, определяются из дисперсион­ ного уравнения (3.1) с использованием для БДра) вы­

109