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

рассмотрением полуэмпирическнх и эмпирических соот­ ношений, характеризующих зависимость Zax от частоты и геометрических параметров спирали.

Качественные и некоторые количественные законо­ мерности, характеризующие RnX, можно получить из рассмотрения зависимости волнового сопротивления W регулярной спирали и сопротивления излучения ^ спи­

ральной антенны от геометрических параметров и ча­ стоты.

В 142] приведено следующее выражение для волно­ вого сопротивления спирали:

как показывает эксперимент, проведенный в диапазоне волн К = 9 . . . 17 см, имеет В вх спиральной антенны.

Рис. 5.8. Зависимость волнового сопротивления однозаходной спира­ ли от 6а.

Рис. 5.9. Экспериментальные зависимости входного сопротивления однозаходной спиральной антенны от ka и угла намотки.

Некоторые результаты измерения RBX и Хвх представ­ лены на рис. 5.9. Экспериментальные макеты антенны

от ka становится меньше, но величина W превышает RBX в 2 ... 2,5 раза. Аналогичные зависимости от геометри­ ческих параметров спирали и частоты можно получить

из рассмотрения сопротивления излучения Rг

Как известно, Явх= Я,-+ Яш где Rs и R„ — соответ­

ственно сопротивление излучения и сопротивление по­ терь, отнесенные к току на входе антенны Уъх. Так как для антенн УКВ сопротивление потерь значительно меньше сопоставления' излучения, можно считать Явх~ ^ Я£, следовательно,

где с учетом поля, излучаемого антенной только в пе­ реднее полупространство,

2" г‘/2 £2е(9, ¥) + ^ ( 0, ?)

•Я sindddd<p. (5.54)

240п

о о

121

Подстановка (5.22) и (5.23) в (5.54) и приближен­ ное интегрирование приводят к следующей приближен­ ной формуле для Яъх при целом N :

Отношение C / J L удобно выразить через число вит­

ков п, на протяжении которых волна тока спадает по амплитуде в е= 2,71 ... раз. Считая, что ток в реальной

ос-12°

N=8

В

В

Рис. 5.10. К расчету активной части входного сопротивления однозаходной спиральной антенны.

спирали спадает с ростом координаты z по экспонен­ циальному закону, из условия равенства моментов тока в спирали с затухающей волной тока и в спирали с по­ стоянной амплитудой, равной У0, можно получить сле­ дующее приближенное соотношение:

Обработка результатов измерения распределения тока в заходе спирали показывает, что для большинства практических случаев h///<V3, поэтому приближенно

122

и особенно метровый диапазон волн величина RBX воз­ растает. При этом меняется характер зависимости RBX от ka. Так, в дециметровом диапазоне волн величина RBX при N> 3 и а<15° удовлетворительно описывается эмпирической формулой Крауса

RBX~ 140ka,

т. е. возрастает с ростом ka. Достаточно подробные экспериментальные данные по R BX и Хвх, полученные в дециметровом диапазоне воли, приведены в [48].

Результаты измерения Хпх позволяют сделать неко­ торые выводы относительно величины и характера за­ висимости Хвх от геометрии спирали п частоты. Вели­ чина Хвх спиральных антенн с углами намотки от 12 до 24° в интервале ka, соответствующем режиму осе­ вого излучения, изменяется незначительно и составляет

± ( 1 0 ... 20) Ом. На границах указанного интервала ka величина Хвх возрастает. При N> 3 величина Хвх слабо зависит от N [7].

123

6. Влияние элементов конструкции на характеристи­ ки и параметры. Реальные спиральные антенны имеют целый ряд конструктивных особенностей п элементов, влияние которых на характеристики п параметры воз­ можно проанализировать лишь экспериментальным пу­ тем. Рассмотрим кратко основные из них.

Для уменьшения некоторого обратного излучения спираль, как правило, применяется совместно с экраном

зависит от D3 при Дэ>0,4Хер. Последнее иллюстрируется графиками рис. 5.13, на которых показаны зависимости Rbx и Хвх от ka для экранов различного диаметра.

Помимо плоского, применяется также и конический экран (рис. 5.14), который обеспечивает более низкий уровень боковых лепестков диаграммы направленности по сравнению с плоским экраном. Поляризация излуче­ ния в направлении осп становится более близкой к кру­ говой. Оптимальны следующие размеры конического экрана: Дэ~0,8ХСр, 2|3«* 110 ... 140° [49].

На характеристики излучения спиральной антенны оказывает влияние форма н размеры переходного участ­ ка от внутреннего проводника коаксиального фидера к проводнику спирали. Этот начальный элемент антен­ ны обтекается током большой амплитуды и не имеет осевой диаграммы направленности. Уменьшить его влияние на поле излучения антенны можно уменьшением его длины. В дециметровом и метровом диапазонах, как правило, коаксиальный фидер, возбуждающий спираль, подводится к ней не по осевой линии, а по образующей и подключается непосредственно к начальному элемен­

124

ту витка (рис. 5.15). Влияние переходного участка уменьшается также при применении конического экрана.

Форма п размеры переходного участка влияют п на степень согласования спирали с фидером. Начальный

7.Режим обратного осево­

го излучения. Формулы (5.22) и (5.23) остаются справедли­ выми и для спиральной антен­ ны, работающей в режиме об­

ратного осевого излучения, причем, как показано в гл. 4, в (5.14) для уо в качестве фазовой постоянной необходимо подставить значение р волны Т0. Приближенно р = = £/sina, более точные значения находятся из дисперси­ онного уравнения (3.1). Численные расчеты диаграммла-

125

В интервале k a л=*(1 ... 0,97) /га*тс одновременно суще­

ствует режим прямого и обратного осевого излучения. Это обстоятельство позволяет конструировать двухвход­ ные спиральные антенны. Схематически такая антенна

Рис. 5.15. Двухвходная однозаходная спиральная антенна в режимах 7\ и T - t.

показана на рис. 5.15. Вход 1 возбуждает спираль с одного конца, вход 2 — с противоположного. Поляри­ зация излучения в направлении оси спирали по обоим входам в указанном интервале k a близка к круговой, но вращение векторов поля противоположное. Развязка между входами получается порядка 10 дБ.

5.3.Многозаходная спиральная антенна

содносторонней намоткой в однородном диэлектрике

Поле излучения рассматриваемой антенны определяет­ ся выражениями (5.10) и (5.11). При этом в области ре­ зонанса v-й пространственной гармоники, ограниченной

значениями /га)""\ , £а' , для волн 7\ , и значениями

£a™”±v], /га^а“ 7, для волн 7"_[±v], в рядах по индексу и

можно учитывать лишь один v-й член. Расчеты показы­ вают, что за пределами этой области, но в интервале ka, соответствующем существованию заданной собствен-

12

ной волны Tv, помимо резонансного, достаточно учесть

ближайшие к нему 3—4 члена рядов. Например, поле излучения волны Го определяется в первом приближе­ нии членами выражений (5.10) и (5.11), соответствую­ щими значениям <7 = 0 и п —0:

Ед = Е0exp [—t’YoitlV] _ nJ ^7I/Vi [у, (feasin 0) cos 0

£ ф= °-

Как видно, поле в этом приближении поляризовано линейно. Физически такой результат можно объяснить следующим. Пренебрежение всеми гармониками, за исключением гармоники с v= 0, эквивалентно замене реальной спирали цилиндрической поверхностью, на которой фаза вектора плотности поверхностного тока не зависит от координаты ср. В такой модели ток по коор­ динате ср распределен равномерно и представляет собой волну, распространяющуюся вдоль оси z, вектор плот­ ности поверхностного тока направлен вдоль осп z. Си­ стема с таким током создает в дальней зоне линейно поляризованное поле, имеющее одну компоненту Ед.

Из-за наличия в общем поле излучения полей нере­ зонирующих пространственных гармоник поляризация этого поля отлична от линейной. На рис. 5.16 пунктир­ ными линиями представлены диаграммы направленно­ сти, соответствующие волне Го в двухзаходной спирали, рассчитанные с учетом пяти членов, ближайших к чле­ ну с v= 0. В качестве значения jЗа в (5.14) использова­ лось приближенное значение ka!sin а. На этом же ри­ сунке сплошными линиями показаны диаграммы на­ правленности, рассчитанные по (5.58). Как видно, расхождение между указанными кривыми очень незна­ чительно в области резонанса нулевой пространственной гармоники (ka<C l ) . С ростом же ka (при удалении от области пространственного резонанса) расхождения растут. С ростом числа заходов амплитуды полей, соот­ ветствующих нерезонансным пространственным гармо­ никам, уменьшаются по сравнению с полем резонирую­ щей гармоники. Поэтому в рядах выражений (5.10) и (5.11) величина членов, ближайших к наибольшему, соответствующему резонирующей гармонике, уменьша­ ется. Сказанное иллюстрируется рис. 5.16, на котором штрих-пунктиром показана диаграмма направленности

127

четырехзаходной спирали при д = О, а = 8°, N = 6, ka = 0,6, рассчитанная с учетом четырех ближайших к резонанс­ ной пространственных гармоник. Как видно, она ближе к диаграмме направленности, построенной по (5.58), справедливой при любом числе заходов.

В зависимости от типа возбуждаемой собственной волны Tv (способа возбуждения заходов и величин ka

и а) многозаходная спиральная антенна может рабо­ тать либо в режиме осевого излучения (прямого или обратного), либо в режиме излучения с воронкообраз-

Рис. 5.16. Теоретические диаграммы направленности двухзаходнон спиральной антенны в режиме То.

ной диаграммой направленности. Поляризация излуче­ ния в направлении главного максимума может меняться от почти линейной до почти круговой. Рассмотрим ос­ новные характеристики и параметры антенны в режиме возбуждения различных собственных волн.

1. Волна Т0. Собственная волна Тв существует в интервале 0 < 1га<^1га"жс (рис. 3.5, 3.7) и входит в ну­

левую нормальную волну (^=0). Она возбуждается при синфазном возбуждении заходов токами (или э. д. с.) одинаковой амплитуды. Практически все заходы могут соединяться между собой в точке на оси спирали.

128

о

Рис. 5.17. Теоретические диаграммы направленности дзухзаходпоп спиральной антенны в режиме Г0.