发布时间 : 星期二 文章雷达裂缝天线的设计与仿真 - 图文更新完毕开始阅读5fae46c828ea81c758f5784d
船舶雷达裂缝天线的设计
2.3缝隙天线的辐射机理
2.3.1理想缝隙天线的辐射机理
无限大和无限薄的理想导电平面上的缝隙称为理想缝隙。所谓理想缝隙天线是指在无限大的可以不计厚度的理想导体平板上开的缝隙。理想缝隙受到激励时，由于缝很窄，缝隙上只存在与宽边垂直的切向电场，其振幅在缝隙的两端下降为零。这一电场分布与具有相同尺寸的导体振子（又称互补振子）上的磁场分布（即电流分布）完全一样。根据电磁场的对偶原理，理想缝隙所辐射的电磁场与互补振子产生的电磁场具有相同的结构，只是振子的电场矢量对应于缝隙的磁场矢量振子的磁场矢量对应缝隙的电场矢量，但是这还不够，为了能满足条件，还要求边界条件也必须是对偶的。
电磁场方程的对偶在2.2节已作了介绍，下面定性说明边界条件的对偶。无限大的导电平板将整个空间分成两个半无限大空间，当考虑半空间的场分布时，其闭合边界由缝隙或振子所在的无限大平面和无限大半球面组成，由于在无限大半球面上电磁场必为零，只需比较无限大平面上的边界条件即可。由电磁场边界条件可知，对带状振子来说，在振子上切向电场Etd为零，因为振子是理想导体；在振子以外切向磁场Htd为零，因为振子的磁场均垂直于分界平面。对理想缝隙天线而言，在缝隙上切向磁场Hts为零，因为缝上只有横向均匀分布的切向电场；在缝隙以外切向电场Ets为零，因为是理想导体。场量下角标中的d和s分别表示属于振子或缝隙。由于理想缝隙和带状振子的电磁场方程和边界条件存在对偶关系，所以将对偶量互换，即可以由已知的带状振子天线电
????磁场Ed，Hd得出理想缝隙天线的电磁场Es，Hs。电流沿轴线按正弦律分布的对称
振子的远区辐射场为：
I0?e?jkrcos(klcos?)?coskl E?d?j （2.3.1）
2?rsin?式中振子的波腹电流I0可以用振子表面的波腹切向磁场表示。对宽度为w，厚度可忽略的带状振子，I0?2wHtd，于是带状振子天线的远区场可表示为
?wHtde?jkrcos(klcos?)?coskl??E?d?j??rsin? ? （2.3.2）
?jkrwHtdecos(klcos?)?coskl?H?j?d??rsin????1?即得与带状振子互补的理想缝隙天将对偶量互换Ed?Hs，Hd??Es，
线的远区辐射场：
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?wEtse?jkrcos(klcos?)?coskl?E?s?j?rsin?? （2.3.3） ??jkrcos(klcos?)?coskl?H??jwEts1e?s???rsin??对比理想缝隙与对称振子的场可以看出： 1、二者方向性相同。方向性函数都是： F(?,?)?cos(klcos?)?coskl （2.3.4）
sin?在包含缝隙轴线的平面内方向性图示“8”字形，在垂直于缝隙轴线的平面内方向性图是圆形。
2、二者主平面互换了位置，包含缝隙轴线的平面是H面，而垂直于缝隙轴线的平面是E面。因此铅垂缝隙是水平极化的，水平缝隙是垂直极化的。二者对偶场矢量的方向在一个半空间相同，在另一个半空间相反，这是因为在缝隙所在平面两边缝隙天线电场的法向分量反向的缘故。
实际的缝隙天线都是开在有限尺寸的良导电金属板上的。有限尺寸平板对H面方向性图影响不大，但对E面方向图存在明显影响。由于边缘绕射的干涉，将使方向性图出现波纹，平板加大，波动减小，波纹数增多，方向性图向无限大平板时的方向性图趋近。
2.3.2波导缝隙的阻抗特性
在波导壁的适当位置上开的缝隙也可以有效地辐射和接收无线电波，这种开在波导上的缝隙称为波导缝隙天线。波导开缝之前是均匀的，可等效为传输线。波导上开的缝隙可等效为负载，开缝的波导便等效为加载传输线，根据开缝的位置和方向，缝隙或等效为串联的负载或等效为并联的负载。
图2.5 波导宽边纵缝及其等效电路
宽边纵向缝隙会使一部分横向表面电流不能按原来的方向流动而是发生弯曲，绕过缝隙流动，如图2.5（a）所示。
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这样在缝隙的中点两边便出现了由横向表面电流的弯曲引起的附加纵向电流，使得在缝隙中点两边的总纵向电流的大小不相等而发生突变，这与传输线并联接入阻抗的情况相当，所以宽边纵向缝隙等效为并联导纳Y?g?jy。如图2.3（b）所示。在缝的长
?度适当（略短于）时发生谐振，电纳等于零而变成纯电导。其归一化电导值（与波导
2特性导纳之比）可按下式计算[25]：
g?g1sin2(?x) （2.3.5）
a其中g1?2.09?ga2??x是缝隙偏离宽面中心线的距离，a是波导宽边的尺寸，cos()，
?b2?gb是波导窄边的尺寸，?是工作波长，?g是波导波长。由式（2.3.5）可知，宽边纵向缝
隙偏离中心线越远，等效电导g越大。 2.3.3波导缝隙天线的开缝机理
波导缝隙要成为有效的天线必须选择在适当的位置和方向。波导上的缝隙是不需要另外的馈线的，它辐射的能量就来自波导内的电磁波，在波导内传输TE10波时，窄壁竖缝和宽边中轴线上的纵缝均不能受到激励而向空间辐射，根据收发天线的互易原理，它们也就不能从远处传来的无线电波中接收能量。这是因为窄壁竖缝和宽壁中轴线上的纵缝对波导内原来的电磁场结构无明显影响，而其它形式的缝隙能有效地改变波导壁表面的场分布。当波导内传输TE10波时，因切向磁场有横向和纵向两个分量，波导内壁???表面电流J?n?H也存在纵向和横向两个分量。能产生辐射的缝隙都能有效切割表面电流线，而不能产生辐射的缝隙是与表面电流线平行的，不能有效切割表面电流线。
表面电流在波导壁上的大小是随位置而变的。TE10横向电流在波导宽面中轴线处等于零，往两边沿逐渐增至最大，所以切割横向表面电流的宽壁纵向缝隙在中轴线上是得不到激励的，因而这样的缝隙不能用作天线，而波导测量线正是利用这个特点，将纵缝开在宽面中心而使辐射损耗最小。宽面纵缝越靠近边缘，受到的激励越强。同一横截面上中心线两边的横向表面电流是反相的，因而开在中心线两边的纵缝是反相激励的。
宽面还有纵向表面电流，它在宽面中心线处最大，往边缘逐渐减小到零。因而宽面还可以开横向缝隙，横缝在宽面中心线上受到的激励最强，往边沿逐渐减小。
波导的窄边只有横向表面电流，所以开在窄边的竖缝是没有辐射的。
另外沿波导纵轴方向相距半个波导波长的两个截面上，纵向表面电流和横向表面电流都是反相的，因而在波导纵轴方向上相距?g2的缝隙是反相的，相距?g的缝隙是同相的。
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2.4波导缝隙天线阵及其特点
单个缝隙的方向性比较弱，要求强方向性时可采用波导缝隙天线阵。在同一根波导上开若干个缝可构成直线阵，用若干个开缝的波导可构成平面阵。
波导缝隙阵方向性的分析方法与一般的阵列天线的分析方法基本一致。它的方向性取决于天线元的数目N，各元的幅度分布An和相位分布?n以及天线元之间的距离dn。
波导缝隙阵的方向性函数仍为元方向性函数与阵函数的乘积，即
F(?,?)?Fe(?,?)?Fa(?,?) （2.4.1）
阵函数仍为：
s??n) （2.4.2） Fa(?,?)??Anej(kdnco?n?0N?1
式中An为缝隙激励电压的幅度比，A0?1，?为观察点所在方向与缝隙阵轴线（也就是波导纵轴）的夹角。
波导缝隙阵一般也是采用等间距和等相位差的，这时dn?n?d，?n?n??，于是
s??) （2.4.3） Fa(?,?)??Anejn(kdco?n?0N?1
(kdcos???)，则 令U?12Fa(U)? 对于等幅阵，An?1，则
或
N?1n?0?Anej2nU （2.4.4）
Fa(U)?sinNU (2.4.5)
NsinUFa(?)?对于同相等幅阵，??0，则
sin[N(kdcos???)]2Nsin[1(kdcos?2??)] （2.4.6）
Fa(?)?sin[N(kdcos?)]2Nsin[1(kdcos?)]2 （2.4.7）
这是一个侧射阵，阵轴线的垂直方向即为最大辐射方向，即?m?90?。
波导缝隙阵的辐射能量就来自于波导中传输的电磁波，不需要另外的馈线，这在馈电方面是一个很大的优点。另一方面这又决定了各缝的相位差?与缝的间距d有密切关
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