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

ет, что с увеличением угла намотки область существова­

максимумов воронкообразной диаграммы направленно­ сти от оси структуры.

В многозаходных эквиугольных бесконечных струк­ турах при заданном способе возбуждения заходов все типы волн ±v, где v = q + tnM, одновременно сущест­

вовать не могут. Семейство одновременно существующих в структуре волн зависит, аналогично цилиндрическим структурам, от числа заходов структуры и способа их

в двух- и четырехзаходных структурах при J i = const и различной фазировке заходов.

Как видно из табл. 6.1, многозаходная эквиугольная структура имеет свойства фильтра типов волн. Спектр существующих в М-заходной структуре типов волн ока­ зывается в М раз более редким по сравнению с однозаходной структурой

В конечной многозаходной эквиугольной спиральной структуре, возбуждаемой на длине волны К, из остав­

170

шегося спектра волн существуют волны с числом азиму­ тальных вариаций v, удовлетворяющих условию

2яйн1Ш/Я <7v< 2яямлкс/л.

Численно границы областей существования различ­ ных типов волн для проволочных многозаходных струк­ тур с '0’о < 10° приближенно можно определить (исполь­ зуя принцип локальной эквивалентности) по (3.32)— (3.36), а для двухзаходной — также и используя графи­ ки рис. 3.5—3.8. Однако необходимо отметить, что экс­ периментальных данных, оценивающих точность этого приближения, в литературе нет.

Для многозаходных эквиугольных структур с -&о>10° границы областей существования различных типов волн приближенно определяются по (6.14), (6.15), если в них заменить п на v.

Из рис. 6.6 и табл. 6.1 видно, что низший тип волны Т -1 , обеспечивающий осевое излучение в двухзаходных бесконечных структурах с противофазным возбуждением заходов, существует в диапазоне волн с бесконечным

коэффициентом перекрытия (fta = 0 . . . k a ^ c). Симмет­

моники с v = l, а волны Г±3, Т±5 и т. д., в которых гар­ моники с v= 3, 5, 7, ... являются резонирующими, либо имеют малые амплитуды, либо вообще не существуют на

конечной структуре (2яамаксА <£а“'“ ). В четырехзаход-

ной структуре спектр мешающих типов волн еще реже (см. табл. 6.1), но ее конструкция и возбуждение волны в диапазоне заметно сложнее.

Таким образом, более простой по конструкции и воз­ буждению, минимальной по габаритам эквиугольной спиральной антенной, создающей осевое излучение почти круговой поляризации в наибольшем диапазоне волн, является двухзаходная коническая спиральная антенна, противофазно возбуждаемая с вершины и излучающая В режиме волны Г_4.

171

из экспоненцнально-расширяющпхся лент.

Для такой антенны, состоящей из экспоненциально расширяющихся лент, экспериментально определены гра­

ницы а™*с/Х, области эффективного излучения

на рис. 6.7. Пользуясь этими графиками, можно опреде­ лить максимальные и минимальные значения электриче­ ского радиуса области излучения волны Т -ь коэффици­ ент перекрытия этой области

и величину коэффициента перекрытия рабочего диапазо­ на волн антенны

работают благодаря подавлению в них мешающих типов волн в широком диапазоне частот и с достаточной ста­ бильностью характеристик и параметров. В рабочем диапазоне волн с /Сп^ПО возможно получение 20о,5=

1 72

20о,5; р ( 0) 1>0,7 при 0 < 0о,5; КСВ<1,5. Однако конструк­ ция спиральной структуры и возбудителя заметно слож­ нее по сравнению с однозаходнымн. Общим недостатком многозаходных эквиугольных спиральных антенн являет­ ся наличие потерь в возбуждающем устройстве порядка

0,4 ... 0,8 дБ [55].

6.3. Характеристики и параметры эквиугольных спиральных антенн

1. Диаграммы направленности. В технической ли ратуре имеется большое количество теоретических н экс­ периментальных работ, посвященных исследованию диа­ грамм направленности эквиугольных спиральных антенн. Однако в этих работах исследуются диаграммы направ­ ленности эквиугольных спиральных антенн с угловыми параметрами 1% и а, ограниченными небольшими пре­ делами. Так, в частности, в [51, 22] теоретически и экс­ периментально рассмотрены диаграммы направленности плоских эквиугольных спиральных антенн (т!>о=900), а работы [18, 56] посвящены анализу диаграмм направ­

антенн с величинами углов конусности и намотки, удов­ летворяющих условию sin-flotga-Cl, но использование их для инженерных расчетов затруднительно, поскольку формулы представляют собой суммы комплексных полей витков. По этой же причине выражения для поля излу­ чения, приведенные в [16, 57], не удобны для получения формул для фазовых и поляризационных характеристик эквиугольных спиральных антенн В известной литера­ туре отсутствуют формулы для расчета диаграммы на­ правленности многозаходных эквиугольных спиральных антенн, а также нет достаточно обширных семейств рас­ четных графиков диаграмм направленности эквиуголь­ ных спиральных антенн для различных угловых пара­ метров до и а и при различном числе заходов антенны, Поэтому целесообразно получить хотя бы приближен­ ные выражения для диаграмм направленности экви­ угольных спиральных антенн с произвольными углами конусности и намотки, произвольным числом заходов, работающих в режиме резонанса произвольной прост­ ранственной гармоники (волны Т±п).

173

При определении поля излучения эквиугольных спи­ ральных антенн основные трудности обычно возникают при попытке учета поля сразу всех витков, поскольку интеграл для поля излучения берется по длинному пути сложной формы (по оси провода) и поэтому не выра­ жается в конечном виде.

Для упрощения задачи и возможности получения более общего выражения целесообразно криволинейный интеграл для поля излучения заменить поверхностным,

Рис. 6.8. Модель распределения тока на однозаходнон проволочной структуре.

а распределение тока на этой поверхности, имеющее дискретный характер, представить через 6-функцию (рис. 6.8). При нахождении поля излучения многозаходных эквиугольных спиральных антенн, излучающие эле­ менты которых представляют собой металлические лен­ ты постоянной угловой ширины, оказывается удобным заменять реальную спиральную структуру (рис. В2, 6.3) приближенной моделью в виде анизотропно проводящей вдоло спиральных направлений конической поверхности. Амплитуда и фаза возбуждения каждой отдельной про­ водящей нити этой поверхности могут быть подобраны в соответствии с законом возбуждения заходов реаль­ ной структуры (рис. 6.9).

Найдем поле излучения эквиугольной бесконечной структуры, навитой бесконечно тонким проводником (рис. 6.10) с углом намотки спирали а, углом конусности ■So. Провод спирали обтекается волной тока с комплекс­ ной постоянной распространения уь = аь + 1$ь, где ар и

174

JnoB (SP)“Sin2 <p

рь — соответственно постоянная затухания и фазовая по­ стоянная волны тока вдоль провода спирали.

Такое весьма приближенное представление излучаю­ щей структуры и тока в ней не позволяет обнаружить расчетным путем влияние конечности структуры на из­ лучение и отдельные осооенности диаграммы направ­ ленности (например, не­ симметричность и степень изрезанное™ главного лепе­ стка), но дает возможность установить связь между угловыми параметрами структуры -Ад и а и шириной диаграммы направленности, а также отношением полей излучения в переднюю (в направлении вершины) и заднюю полусферы. Срав­ нение результатов числен­ ного интегрирования с при­ водимым ниже аналитическим решением показывает,

что замена реальной конечной структуры бесконечной не вызывает существенных погрешностей, поскольку основной вклад в поле излучения волны Т±п вносит только огра­ ниченная часть структуры с ka^sn, где наблюдается про-

175

Странствениый резонанс этой гармоники. Полученные для принятых представлений структуры и тока формулы справедливы только в том случае, если активная зона рабочего типа волны полностью укладывается на физи­ ческих размерах реальной антенны, т. е.

x

где поверхностную плотность тока представим через 6- функцию:

jnoB=jo6 (ф—ctg a cosec fro In р)ехр [(cti.—фх,) cosec а •р].

по ф и принимая во внимание, что

ь

Jo (<р — с) f ( f) d f = f (с) при a < c < b ,

а

И

С ±!(l±m)ctgacoses®0hip__ Р±i(1 ±m)clgacoscc80 .

176

можно привести выражение для поля излучения к виду

Поступая аналогично, можно получить выражение для компоненты Ев поля эквиугольной спирали. В пред­

положении EZ<^EXоказывается, что

Анализ полученных выражений показывает, что т-й член ряда (6.25) определяет поле излучения (т ± 1 )-й азимутальной гармоники тока на поперечном сечении спирали.

Из (6.25) для поля излучения следует, что только гар­ моники тока с т = ± 1 обеспечивают излучение поля в направлении оси эквиугольной структуры. Все другие гармоники тока с т ф ± 1 не создают поля в направле­ нии оси.

Из (6.25) также следует, что диаграммы направлен­ ности эквиугольной структуры не зависят от частоты при выполнении условий

t. e. при постоянстве в диапазоне частот замедления волны %L/X и величины затухания на одном элементе структуры.

Диаграммы направленности эквиугольных спираль­ ных антенн с различными угловыми параметрами бо и а, рассчитанные по (6.25), приведены на рис. 6.11. Из графиков видно, что для обеспечения достаточной одно­

ры с бо^20°. Увеличению направленности структуры

Рис. 6.11. Диаграммы направленности эквиугольмой конической бес­ конечной структуры при /1= 1.

(уменьшению ширины главного лепестка) способствует также уменьшение а. Однако при больших ai[a=(30 ...

45)°] удается получить весьма часто используемые в практике диаграммы направленности почти полусфери­ ческой формы.

В частном случае плоских эквиугольных спиральных антенн, возбуждаемых в режиме излучения волны Тп, диаграммы направленности могут быть приближенно рассчитаны по следующей формуле [50, 51]:

(6.29)

Уменьшение угла намотки а, как отмечалось ранее, су­ жает диаграмму направленности, но минимальная ши­

178

ется:

На рис. 6.13 приведено семейство экспериментальных диаграмм направленности эквиугольных двухзаходных спиральных антенн при различных До и а [52].

Для проволочных конических эквиугольных спираль­ ных антенн при -й-о< 10° диаграммы направленности мож­ но весьма приближенно рассчитать по формулам для цилиндрических спиральных антенн. Это справедливо для конических спиральных антенн с любым числом

П = 1

Рис. 6.12. Диаграммы направленности эквиугольной плоской бес­ конечной структуры.

заходов, с односторонней и двусторонней намоткой, ра­ ботающих в режиме как обратных Т-п (рис. 6.2,а), так и прямых Тп волн (рис. 6.2,6, в).

При расчете диаграмм направленности в формулы гл. 5 необходимо подставить не реальное число витков конической спиральной антенны, а то число эффективно излучающих витков Na, которое на заданной волне X оказывается внутри области существования рабочего типа волны Т±п:

где а”а*с. а”", — граничные радиусы спирали для рабочего типа волны Т . Они определяются для заданной длины

волны % и угла намотки а для однозаходных антенн по

(3.10) — (3.12), (3.18) или рис. 3.2—3.3, а для многозаходных — по (3.32) — (3.36) или рис. 3.5—3.8.