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

V М=1, N-8, а’•6°

ка=0,9

-1,2 -КЗ

6

Рис. 5.2. Теоретические диаграммы направленности однозаходной спиральной антенны.

условие наибольшей направленности, полученное полуэмпирически в [14] и имеющее вид

где иПр — фазовая скорость волны тока, распространяю­ щейся вдоль захода спирали. Нетрудно показать, что (5.27) эквивалентно равенству

110

\\

\\__

\ \

\\

\\

Рис. 5.4. Диаграммы направленности однозаходнон спиральной антенны:

а — теоретические; б, в, г — теоретические и экспериментальные.

PI3 (3.1). Часть результатов' представлена на рис. 5.2,

5.3и 5.4,а.

Выражения (5.24) — (5.26) позволяют получить при­

ближенные формулы для ширины главного лепестка диаграммы направленности по нулям (20Oi), уровню половинной мощности (20о,5) и для уровня первого боко­ вого лепестка относительно главного максимума (Fie):

112

а

Рис. 5.5. Теоретические и экспериментальные диаграммы направлен­ ности (а, б, в) и поляризационные характеристики (г) однозаходнон спиральной антенны.

где

cos 0mi~ 1 —1,5/Nkatg a,

Omi — угловая координата максимума первого бокового лепестка.

На рис. 5.4,6, в, г и рис. 5.5,а, б, в представлены тео­ ретические, рассчитанные по (5.25), и экспериментально снятые диаграммы направленности. Экспериментальный макет антенны имел плоский экран диаметром Д ,~ 0,8Хср. Приведенные графики указывают на вполне удовлетво­ рительное совпадение теоретических п эксперименталь­ ных результатов.

2. Поляризационные характеристики. Коэффициент поляризации излучаемого спиралью поля может быть рассчитан в общем случае по формуле [7] *

большой осью эллипса поляризации и составляющей Ев).

ственной гармоники с номером v= — 1. При этом коэф­

В этих случаях, так же как и при учете лишь одной гар­ моники, сдвиг по фазе между компонентами Еа и Ef

равен 90°.

* Под коэффициентом поляризации понимается отношение ма лой полуоси эллипса поляризации к его большой полуоси.

11

стрируют степень совпадения теоретических и экспери­

кругу составляющие определяются соответственно вы­ ражениями:

Из (5.38) и (5.39) следуют выражения для р(0) и угла преимущественной поляризации О:

В области сильной дисперсии волны Тi имеем уо(0) = = (ра—k a )ig 1, и из (5.40) и (5.41)

р(0) ~[2яМ— [sin (2nN) \]/{2лЫ+ |sin(2nN) |].

где ф(0, ф )— фаза поля спирали в некоторой точке дальней зоны, имеющей координаты До, 0, ф; ф(0, 0) — фаза поля спирали в точке с координатами До, 0, 0.

116

Рассмотрим фазовую характеристику с учетом лишь одной резонирующей пространственной гармоники.

Из (5.17) — (5.19)

фо(0. 9) « [То (0) - То (0)1 vN + ср+ Ф0 (б).

(5.44)

Ф,(0. 9)Mr»(0)-Y„(O)]*tf + 9,

где

Фо(0) = arctg [2tgatg'07i(/easin 0)//o(£asin 0)].

на сфере с центром в начале координат (рис. 5.1), т. е. практически в точке возбуждения спирали. Следова­ тельно, Ф(0, ср) характеризует зависимость начальной фазы тока на входе спирали (при работе последней на прием) от направления на источник электромагнитного поля. Формулы (5.46) позволяют проанализировать за­ висимость фазы на входе спирали от углов 0, q>, от гео­ метрических параметров спирали и длины волны X.

Фронт волны, излучаемой спиралью, в дальней зоне

Уравнения (5.47) и (5.48) связывают сферическую коор­

собой уравнение окружности с центром в геометриче­ ском центре спирали. В уравнении (5.47), как показы­ вают расчеты, L z(1—cos 0)/2^®'o(0)/^. Поэтому оно

117

Л

Рис. 5.7. Зависимость коэффициента направленного действия однозаходной спиральной антенны от ka.

также описывает практически окружность. Следова­ тельно, при принятых допущениях (наличие в заходе спирали бегущей без затухания волны тока, учет поля только резонирующей пространственной гармоники) спираль представляет почти точечный излучатель с фа­ зовым центром, расположенным в ее геометрическом центре. Экспериментальные исследования ![45] показы­ вают, что для углов 0, расположенных в пределах глав­ ного лепестка диаграммы направленности, фазовый

118

центр несколько смещен из геометрического центра в сторону экрана. Для спирали с экраном, диаметр ко­ торого составляет 0,9Хср, фазовый центр расположен от экрана на расстоянии (0,33 ... 0,38)L Z.

4. Коэффициент направленного действия. Рассмот­ рим коэффициент направленного действия D относитель­ но изотропного излучателя с такими же поляризацион­ ными параметрами, как спиральная антенна в направ­ лении главного максимума. Подстановка (5.22) и (5.23) в общее выражение для КНД в направлении 0 = 0 :

о0

иприближенное интегрирование приводят к следующей формуле для целого числа витков N:

где В — {Si [2tcAU (тс/2)] — sin2 \ъЫхл(Tt/2)]/it/V.x0 (тс/2)},

■*eW 2) = YoW2) - l .

При /еа<1, когда у0 (0) « 1,

sin [nNj0 (0)]/(у^(0) — 1) = itiV/2,

и (5.49) упрощается.

Некоторые результаты численных расчетов D по

(5.49) представлены на рис. 5.7,а, б, в. На рис. 5.7,а,

кроме зависимости, рассчитанной по (5.49), пунктиром показана зависимость D от ka, рассчитанная по извест­ ной формуле Крауса:

Точками показаны значения КНД, полученные в ре­ зультате измерений методом зеркальных изображений с использованием двугранного уголкового прямоуголь­ ного экрана. Как видно, формула Крауса дает завышен­ ные значения КНД.

5. Входное сопротивление. Теоретический расчет входного сопротивления требует знания реального рас­ пределения тока в заходе конечной спирали, учитываю­ щего влияние конечного экрана. Подобная задача в на­ стоящее время еще не решена. Поэтому ограничимся

119