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

в настоящее время на практике поверхностным частотно-независи­ мым антеннам. Как видно, антенна представляет собой два беско­ нечных одпозаходиых конических винта с ленточной резьбой, обра­ щенных вершинами друг к другу. Для возбуждения антенны есте­ ственно использовать зазор между вершинами. Однако для этого часть структуры в области, непосредственно прилегающей к началу координат, должна быть удалена. Это обстоятельство н огранпчнва-

Рис. 6.1. Частотно-неза­ висимые антенны:

а — одна из форм простран­ ственной; б — эквнугольная коническая спиральная; о — эквнугольная плоская спи­ ральная; г — логоперноднческая; д — зигзагообраз­ ная.

ет рабочий диапазон частотно-независимых антенн со стороны высо-. кнх частот. Параметр В связан с углами конусности структуры й|. йг и ее углом намотки а (рис. 6. 1,а) соотношением

Таким образом, форма рассматриваемого варианта частотно-не­ зависимой структуры определена только углами й;, й2 и а. Посколь­ ку форма пространственных структур сложна, на практике они пока не применяются.

Сечение определяемой уравнениями (6.1), (6.2) частотной про­ странственной формы частотно-независимой структуры коническими поверхностями с

позволяет получить поверхностные частотно-независимые антенны круговой поляризации — эквнугольные комические (логокопические)

160

Теория и практика эквпугольных конических и плоских нмпедансных и спирально-диэлектрических антенн почти не разработаны. В существующих конструкциях диэлектрические детали (полые тон­ костенные конусы, тонкие пластины и стержни) применяются для придания жесткости спиральной структуре. Но они оказывают сла­ бое влияние иа электрические характеристики и параметры антенны, так как пли толщина диэлектрика очень мала или его gr^ l (пенодиэлектрик).

Практически используемые конструкции конических и плоских эквпугольных спиральных антенн не являются, строго говоря, ча­ стотно-независимыми.

В соответствии с принципом электродинамического подобия, для сохранения характеристик излучения постоянными при измене­ нии рабочей длины волны Я, помимо пропорционального изменения

Рис. 6.3. Четырехзаходные эквиугольные спиральные антенны:

а — плоская; б — коническая.

размеров L излучающей системы, необходимо также и изменение их проводимости g в соответствии со следующим соотношением:

SilS2—^2lLi—Xz/Xi. (6.4)

Иначе говоря, проводимость металла, из которого изготовлена ан­ тенна, должна уменьшаться от центра структуры к периферии (от вершины конуса к основанию). В практически используемых кон­ струкциях частотно-независимых антенн это условие не выпол­ няется.

Другим нарушением условия частотной независимости реальных конструкций является конечность зазора возбуждения структуры и ее максимального внешнего размера. В первом приближении отно­ шение максимального аыакс и минимального аМип размеров струк­ туры определяет коэффициент перекрытия рабочего диапазона струк­ туры /Сп=Яма11сДмчн, в пределах которого наличие обрывов струк­ туры не искажает существенно характеристики излучения и входное сопротивление конечной антенны по сравнению с бесконечной. Чис­ ленные значения соотношений а мипАмпп и амакс/Лмакс» при которых можно пренебречь конечностью структуры, будут приближенно рас­ смотрены для конкретных типов антенн ниже.

Нарушениями условия частотной независимости также явля­ ются; несоблюдение принципа масштабного моделирования в кон-

163

Симметричных диаграмм направленности с круговой поляризацией излучения. Кроме создают симметричных характеристик излучения, многозаходные структуры, как отмечалось в гл. 1, позволяют осу­ ществить подавление нежелательных типов волн, искажающих поле основного типа волны, используемой для создания нужной формы диаграммы направленности.

Геометрия М-заходиоп эквпуголыюп спиральной структуры с за­ ходами из экспопеицналы10-раснп1ряющихся лент с угловой шириной б и начальным радиусом «мни определяется следующими выраже­ ниями (рис. 6.3):

6.2. Система волн в эквиугольной спиральной структуре

Задачи о возбуждении эквиугольных конических спи­ ральных структур и распространении электромагнитных волн в них для несимметричных типов волн, используе­ мых в антенной технике, к настоящему времени не ре­ шены. Для плоских эквиугольных спиральных структур имеется приближенное -решение в предположении нали­ чия анизотропной проводимости в плоскости антенны

[51, 50].

Рассмотрим систему волн приближенно, применяя принцип локальной эквивалентности. Сущность этого принципа заключается в предположении об электроди­ намическом подобии конической спиральной структуры с углом намотки а и радиусом ап в сечении R цилиндри­ ческой спиральной структуре с таким же углом намотки а и радиусом a = aR (рис. 6.4).

Тогда можно полагать, что в бесконечной эквиуголь­ ной спиральной структуре с О ^ а ^ о о на фиксирован­ ной волне X в областях с различными ка существуют такие же типы волн (бесконечный ряд Г0, Т±\, ..., Г±со),

164

ствует конечный ряд волн. Индекс низшего из сущест-

Рис. 6.4. К пояснению принципа локальной экви­ валентности.

вующих типов волн определяется приближенно мини­ мальным радиусом структуры и длиной волны Я:

В отличие от цилиндрических спиральных структур, для которых при.заданных а и Я условия существования определенного типа волны реализуются в пределах всей структуры, в эквиугольных структурах при заданных ашт, амакс, Я условия существования определенных ти­ пов волн реализуются лишь на ограниченных участках структуры, получивших название активных зон для дан­ ного типа волны [52, 53].

При возбуждении бесконечной однозаходной экви­ угольной структуры с вершины конуса рис. 6.5 в обла­ сти вершины, где длина витков мала по сравнению с длиной волиы, преобладает волна То, создающая торо­ идальную диаграмму направленности. Однако интенсив­ ность излучения волны Т0 очень мала, так как Ро^/г, и радиус спирали в этой области много меньше длины

165

волны. Поэтому вершина эквиугольнон структуры играет роль канализирующей линии.

Далее волна тока, распространяющаяся от вершины, возбуждает область существования волны Г_i, дающей осевое излучение в сторону вершины. В области сущест­ вования волны Т-i длина витка спирали несколько мень­ ше длины волны. Эта область структуры интенсивно из­ лучает, так как |3_1Я*—/г, 2яа «Я. Амплитуда тока на этом участке заметно уменьшается вследствие излуче­ ния.

По мере распространения от вершины волна тока далее последовательно возбуждает участки структуры, где существуют и могут интенсивно излучаться высшие типы волн Ti с резонирующей первой прямой простран-

Рис. 6.5. Активные зоны различных типов волн в беско­ нечной однозаходнон эквиугольнон структуре.

ственной гармоникой, Т-%, Т2 с резонирующей второй пространственной гармоникой и т. д. Однако амплитуда тока на этих участках из-за интенсивного излучения с активной области волны 7\_i мала, поэтому излучение участков, где существуют волны высших типов Ti, 2 ..., будет также малым и будет обусловливать небольшие задние и боковые лепестки. Следовательно, основное из­

При возбуждении с вершины конечной одиозаходной структуры основное излучение создается волной T -t при любой длине волны в диапазоне Ямин •■•Ямакс! вСЛИ

2ЛЯмип/Ямии 1 , 2яДмакс/Ямакс^ 1,

где Ямин, Омане — соответственно минимальный и макси­ мальный радиусы структуры.

Именно поэтому однозаходная коническая спираль­ ная антенна обратной волны, возбуждаемая с вершины

166

Антенна, использующая для создания осевой диа граммы направленности прямую волну Ti и возбуждае­ мая с основания конуса спирали (рис. 6.2,6), имеет меньшую диапазоииость (/<п^ 2 ,7 ), так как со стороны высоких частот диапазон ограничен появлением интен­ сивного излучения волн Т^2. Ее диаграмма направлен­ ности из-за использования волны 7', несколько уже (200,5^40 ... 60°). Антенна прямой волны, возбуждаемая с. вершины (рис. 6.2,б), имеет еще меньшую диапазониость (/<п~2,1 ... 2,3). Ее рабочий диапазон ограничен интенсивным излучением волны T-i в сторону экрана. Однако входное сопротивление такой антенны в рабо­ чем диапазоне заметно стабильнее по сравнению с ва­ риантами рис. 6.2,а и б. Вариант, показанный на рис. 6.2,г, практически не используется, поскольку его рабочий диапазон не шире, чем у цилиндрических однозаходных спиральных антенн (диапазон ограничен ин­ тенсивным излучением воли Т^, Tt), а габариты больше и конструкция сложнее.

Однозаходные конические проволочные эквиугольные спиральные антенны по сравнению с двухзаходными имеют более простую конструкцию спиральной струк­ туры, легко возбуждаются открытым концом коаксиаль­ ного кабеля (рис. 6.2), но работают в меньшем диапа­ зоне частот (Ап< 2 ... 10) и с меньшим постоянством характеристик и параметров. Недостатками однозаходных конических эквиугольных спиральных антенн явля­ ются: некоторая несимметрия их характеристик, доволь­ но значительный уровень бокового и заднего излучения (F 5 m 30%) и отклонение от оси в рабочем диапазоне направления главного максимума на 5 ... 10% от 20о> Эти недостатки обусловлены искажениями диаграммы направленности рабочего типа волны T-i(T+l), излуче­ нием волн ближайших высших и низших типов Ти (T-i), Тт2. Для уменьшения излучения в заднюю полусферу и возбуждения коаксиальным кабелем однозаходные ко­ нические эквиугольные спиральные антенны почти всегда должны работать с круглым или многоугольным прово­ дящим экраном (рис. 6.2). Плоские однозаходные экви­

167

угольные спиральные антенны не нашли широкого при­ менения в практике, так как они имеют заметно несим­ метричные характеристики. Это связано с невозможно­ стью селекции волн типов 7_1г и Тп в однозаходных пло­ ских структурах.

Принцип локальной эквивалентности в однозаходных проволочных эквпугольных конических спиральных структурах с # о < 10° выполняется тем лучше, чем мень­ ше угол конусности й0 и тоньше проводники структур. Это следует из анализа результатов [25, 54]. Для одпозаходных проволочных конических спиральных структур с малыми углами конусности й0< 10° типы волн, соот­ ношения амплитуд и границы областей существования различных типов волн, а также численные значения фа­ зовых скоростей волн тока приближенно соответствуют значениям, найденным для однозаходной цилиндриче­ ской спиральной структуры (гл. 3). Численные значения ka, ограничивающие области существования различных типов волн, приближенно определяются формулами

(ЗЛО), (3.11), (3.18), (3.19) и рис. 3.2, 3.3. Значения постоянных распространения (3 для волн Т±п прибли­ женно определяются формулами (3.12), (3.15), (3.16), (3,20), (3.21).

Однозаходная проволочная коническая спиральная антенна прямой волны с йо<Ю° (рис. 6.2,6, в) имеет аналогично цилиндрической спиральной антенне опти­ мальный угол намотки ас,Пт~16°, при котором антенна с заданным углом конусности имеет наибольший коэф­ фициент перекрытия.

Поскольку обратная волна T_t в однозаходной струк­ туре принципиально существует в широком диапазоне изменения ka (0 ... £амакс) вне зависимости от величины а, выбор а в однозаходных проволочных конических спи­ ральных структурах обратной волны с различными йо

и из экспоненциально расширяющихся лент, имеют сла­ бо выраженные дисперсионные свойства, и численные результаты теории цилиндрических спиральных структур к ним применимы в меньшей степени. Граница областей пространственного резонанса волн с п азимутальными вариациями, в пределах которых интенсивно излучают--

568

Рис. 6.6. Зависимость k a от а для эквиугольной анизотропно-про- водящей структуры.

ся поля п-х гармоник, приближенно определяются для таких структур следующими формулами, полученными в предположении анизотропной проводимости поверхно­ сти конуса вдоль спиральных направлений [53]:

— для обратных волн

Точность этих формул увеличивается с увеличением чис­ ла заходов структуры. На рис. 6.6 даны значения гра­ ничных k a = k R sin ■fl’o для низших типов волн (Го, Т±ь Г±2), рассчитанные по (6.14), (6.15). Из рисунка следу­

169