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

Рис. 6.13. Экспериментальные диаграммы направленности эквиугольиых спиральных антенн при М = 2.

Если начальный или конечный радиусы антенны

то область существования рабочей волны Т ±п выходит за физические пределы реальной антенны и число витков,

180

f

охваченных волной Г , уменьшается. Поэтому при вы-

Экспериментально для однозаходных антенн прямой волны с -bo< 10° (рис. 6.2,6, в) установлено [18], что если внутри области существования рабочей волны 7\ нахо­ дится меньше трех витков, то диаграмма направленности антенны заметно искажается из-за полей высших типов волн. Поэтому Лф^гЗ и, следовательно, угол конусности антенны этого типа ограничен, как следует из (3.31 )„ величиной

для однозаходных конических спиральных антенн обрат­

ны Т -1, т. е. Na может быть очень большим. Практиче­

сти широкая, а угол конусности может быть и больше 10°, причем 20о,5 не очень сильно зависит от Фо. Это от­ носится и к двухзаходиым антеннам, которые в подав­ ляющем большинстве случаев используются для созда­ ния осевых диаграмм направленности в режиме обрат­ ной волны и могут иметь ■fl,o = 5 ... 90°.

При Э-О>>100 расчет диаграмм направленности прово­ дится аналогично случаю в-0<f 10°, но при определении

величин а ’"^с и а™н надо использовать (6.14), (6.15) или рис. 6.6.

При расчете диаграмм направленности однозаходных проволочных эквиугольпых конических спиральных ан­ тенн прямой волны желательно учитывать влияние экрана с помощью множителя плоского бесконечного рефлектора, взятого в виде

/р(0) — sin (kh cos 0),

где h берется равным расстоянию между серединой ра­ бочей области витков и экраном.

181

Приближенное решение задачи об излучении многозаходных спиральных структур с помощью анизотропнопроводящих моделей выполнено для четырехзаходной эквиугольной антенны с попарно-противофазным воз­ буждением заходов (рис. 6.9). В этом случае распреде-

Рис. 6.14. Диаграммы направленности эквиуголь­ ной структуры при п —2.

расчетные формулы для антенн с другими М.

2. Фазовые и поляризационные характеристики. Как показывают численные расчеты по (6.25), фаза поля из­ лучения эквиугольной спиральной структуры зависит от угла наблюдения, следовательно, строго говоря, антенна не имеет фазового центра. Наименьшая зависимость фазы поля, излучаемого в режиме Т-1, от угла наблю­ дения будет в случае, если точка наблюдения переме­ щается в дальней зоне вокруг центра поперечного сече-

183

Мия структуры с координатой от вершины конуса, равной

Эту точку можно приближенно принять за фазовый центр антенны. Как следует из (6.36), координаты фазо­ вого центра близки к координате поперечного сечения структуры, где /га« 1. В диапазоне частот фазовый центр

Рис. 6.15. Зависимости 0 ш= / (а , Фо) при п = 2.

антенны перемещается вместе с активной для рабочего типа волны зоной вдоль оси структуры.

Фазовая характеристика плоской эквиугольной спи­ ральной антенны тоже отличается от сферы [51]:

Ф (б, ?) — g - j I n (1 + tg3a cos30) + arctg (tg a cos 0) +

При малых углах намотки (a<10°) можно считать фа­ зовый фронт сферическим; в этом случае фазовый центр расположен на нормали к плоскости спирали в направ­ лении, противоположном направлению излучения, на расстоянии от плоскости спирали

Расчет фазовых характеристик для однозаходных ко­ нических спиральных антенн с -О-о< 10° приближенно мо­ жет быть произведен по формулам (5.44) — (5.46) для цилиндрических спиральных антенн. Как уже отмечалось,

183

фаза поля эквиугольных спиральных айтеин линейно за­ висит от азымутальиого угла:

0-й и ср--й компонентам одинаковы, а сдвиг фазы между полями этих компонент — около 90°. Следовательно, по­ ляризация излучения плоских эквиугольных спиральных антенн теоретически всюду круговая, p(Q, ср)~1,0.

Практические конструкции плоских эквиугольных -спиральных антенн имеют коэффициент поляризации из-

Рис. 6.16. Зависимости минимально необходимой для получения круговой поляризации длины захода двухзаходной плоской эквиугольной спиральной антенны от ширины захода.

лучения р (0)^ О ,7 при 0<^4О° во всем рабочем диапазо­ не, кроме низкочастотного участка диапазона, где длина заходов антенны

/= [(tg а) ~2+ 1]1/2(«макс—Ямин)

становится сравнимой с длиной волны и поляризация из­ лучения вдоль оси ухудшается: /ДО) <0,5 [22]. Для по­ лучения на А,Макс приемлемой величины коэффициента поляризации /ДО) ^ 0 ,5 необходимо обеспечить достаточ-

184

Рис. 6.17. Экспериментальные поляриза­ ционные характеристики эквнугольмой спиральной антенны при л=1.

Рис. 6.18. Экспериментальные поляризационные характери­ стики однозаходных проволочных конических спиральных антенн.

185

ную длину заходов антенны I, которая в зависимости от ширины ленты захода определяется с помощью графи­ ков рис. 6.16. Поляризация излучения практических кон­ струкций конических спиральных антенн эллиптическая:

р (0) 5^0,7 при 0 < 001-

Как показывают экспериментальные исследования' поляризационных характеристик эквиугольных спираль­ ных антенн [52], при увеличении угла намотки а поля­ ризация излучения в направлении оси структуры ухуд-

Рис. 6.19. КНД конических спиральных антенн:

а — двухзаходной эквиугольной; б — одноза*одной проволочной.

196

шаётся (р (б )< 0 ,6 ), но возрастает коэффициент поляри­ зации в боковых направлениях (рис. 6.17).

Для оценки поляризационных свойств однозаходных проволочных конических спиральных антенн на рис. 6.18

формул для КНД и активной части входного сопротив­ ления не представляется возможным. На рис. 6.19,а

противления однозаходных проволочных конических спиральных антенн.

187

приведены экспериментальные величины КНД двухзаходных конических спиральных антенн, а на рис. 6.19,6— однозаходных конических спиральных антенн прямой и обратной. волны по отношению к гипотетическому изо­ тропному излучателю круговой поляризации. Общей за­ кономерностью для антенн с ■б'о>10° является уменьше­ ние КНД при увеличении а и ФоПри йо<Ю° в структу­

ральные антенны являют­ ся антеннами бегущей волны, поэтому Rbx~P- Экспериментальные данные [52] по волновому со­ противлению двухзаходных конических 'спираль­ ных антенн приведены на рис. 6.20, графики изме­ ренных значений RBK, Хвх для однозаходных кони­ ческих спиральных ан­ тенн— на рис. 6.21.

Для плоских эквиугольных самодополнительных М-заходных спи­

ральных антенн е бесконечно малой толщиной захода активная часть входного сопротивления уменьшается об­ ратно пропорционально числу заходов и теоретически определяется по формуле [58]

Двх~р = ро/М,

где ро=120я — волновое сопротивление свободного про­ странства.

Входное сопротивление практически реализуемых антенн всегда меньше теоретически вычисленных значе­ ний, так как сказывается уменьшение волнового сопро­ тивления антенны вследствие увеличения емкости между

.•заходами из-за конечной толщины ветвей антенны и возбуждающего кабеля (рис. 6.22).

:188

лава

к в а з и ч а с т о т н о -н е з А в и с й м ы е с п и р а л ь н ы е

АНТЕННЫ

7.1. Принцип построения и общие свойства

Эквиугольные плоские и комические спиральные ан­ тенны при использовании их в бортовых радиоэлектрон­ ных системах летательных аппаратов не всегда удобно вписываются в аэродинамически выгодную или целесо­ образную с точки зрения компоновки форму летатель­ ного аппарата. Изготовление эквиугольных спиральных антенн круглого сечения с точным воспроизведением экс­ поненциальных кромок заходов антенн вызывает техно­ логические трудности. При не очень больших коэффици­ ентах перекрытия Ап= 3 ... 5 габариты эквиугольных спиральных антенн не всегда являются приемлемыми. Преодоление этих недостатков эквиугольных спиральных антенн возможно путем отклонения поверхности антен­ ны, поперечного сечения и ее заходов от формы, следую­ щей из условия частотной независимости. При этом, естественно, ухудшаются диапазонные свойства антенны.

Из уравнения (6.1), определяющего форму бесконеч­ ных частотно-независимых самопереходящих структур,

— отношение геометрических размеров двух соседних элементов (витков, вибраторов) есть величина постоянная:

S\1Sz=SzlSз= . . . = S n_ i/S n = T = e x p [— 2nB], (7 .3 )

где S n—линейный размер (длина, шаг, ширина или тол­ щина провода) п-го витка, fi = tg<xsin-0'0.

Совокупность этих свойств определяет, как показано в гл. 6, частотную независимость конечных эквиуголь-

189