Fázissoros antennák tervezése

A fázisos antennatömböt antennatömbnek (a térben meghatározott módon elhelyezett sugárzók halmaza) nevezzük, amelynek egyes elemeiben az áramok (mezők) fázisa szabályozható.

Bevezetés az elméletbe

A legegyszerűbb antenna - egy szimmetrikus vibrátor - irányíthatósága alacsony. A cselekvés irányának növelése érdekében már az antennatechnológia fejlesztésének első szakaszában elkezdték használni a vibrátorok rendszerét - antennatömböket . Jelenleg az antennatömbök az antennák legelterjedtebb osztályai, amelyek elemei lehetnek gyengén irányított sugárzók ( fém- és résvibrátorok , hullámvezetők , dielektromos rudak , spirálok stb.) és szűk irányú sugárzók.

Az antennatömbök jellemzőinek számítási módszerei

Az AR jellemzőinek kiszámítására vonatkozó általános módszerek mérlegelésekor általában félhullámú vibrátorok rendszerét veszik figyelembe. Egy szigorú elektrodinamikus megfogalmazásban a vékony félhullámú vibrátorok rendszeréből származó sugárzás problémája hasonló az egyetlen vibrátorból származó sugárzás problémájához. A különbség abban rejlik, hogy egy vibrátort egy vibrátorrendszerre cserélnek, amelyek mindegyikét saját külső forrás gerjeszti. Ha ezt a szimmetrikus vibrátor sugárzási problémájának szigorú megoldásával tesszük, kapcsolatokat lehet létrehozni harmadik féltől származó források és az antennatömb paraméterei között. Az antennatömb sugárzóiban lévő áramok az integrálegyenletrendszer együttes megoldásából származnak. Egy ilyen megoldás egy nagyságrenddel bonyolultabbnak bizonyul, mint egyetlen sugárzó esetében, és nagyon megnehezíti az antennasor fő szabályszerűségeinek azonosítását. Ebből a célból közelítő módszereket használnak az antennaelméletben, amelyben az antennatömb kiszámításának általános problémája feltételesen két problémára oszlik:

Belső feladat

A belső probléma megoldása az antennatömbben lévő amplitúdó-fázis eloszlás meghatározása adott külső források esetén, amely a tömb gerjesztéséhez (teljesítményéhez) szükséges.

Külső feladat

A külső probléma megoldása abban áll, hogy megkeressük az antenna irányítottsági jellemzőit az áramok (mezők) ismert amplitúdó-fázis eloszlásával a tömb elemei között. Ez az eloszlás a belső probléma megoldásából ismertnek tekinthető, és harmadik féltől származó gerjesztési források megfelelő kiválasztásával érhető el. A külső probléma megoldása általános formában kivitelezhető különböző antennatömbökre, majd meghatározhatóak az iránykarakterisztika. Meg kell jegyezni, hogy a belső probléma megoldásának módszerei eltérőek a különböző típusú AA-kibocsátók esetében. Az antennatömb sugárzási tere az egyes sugárzók mezőinek interferenciájának eredménye. Ezért külön meg kell találni az egyes emitterek mezőjét a tér adott pontjában, majd az összes emitter mezőjének összegét, figyelembe véve az amplitúdó- és fázisviszonyokat, valamint a mezők polarizációját .

Az antennasor mintázatának kiszámítása

Az ilyen rendszerek RP-jét a következőképpen célszerű kiszámítani: 1. Határozzuk meg az antennatömböt alkotó egyes elemek sugárzásának amplitúdó- és fázisdiagramját! 2. Keresse meg az egyes sugárzók fázisközéppontját, és cserélje ki a sugárzókat pontsugárzókra, az antennatömb valódi sugárzóinak fázisközéppontjaiba helyezve őket. Rendeljen egy valódi sugárzó egységes fázisú és amplitúdójú sugárzási mintázatát minden pontsugárzóhoz. Ekkor a pontradiátor külső hatás szempontjából teljesen egyenértékű lesz egy valódi radiátorral. 3. Számítsa ki az ekvivalens pontsugárzók által létrehozott mezők amplitúdóit és fázisait a tér tetszőleges pontjában (mindegyik külön-külön). Ebben az esetben figyelembe kell venni a mezőt a megfigyelési ponttól az összes kibocsátóig nagy távolságra . A fázisszámítást az egyes emitterek távolságának különbsége figyelembevételével kell elvégezni. A távolságok különbségének meghatározásakor az egyszerűség kedvéért a megfigyelési pont irányait minden sugárzónál párhuzamosnak kell tekinteni. A fázisok kiszámításakor meg kell határozni a fázisokat bármely emitter mezőjének fázisához képest, amelyet kezdeti értéknek tekintünk. 4. Határozza meg a teljes antenna mezőjének amplitúdóját és fázisát az azt alkotó összes sugárzó mezőjének összegzésével, figyelembe véve az amplitúdó- és fázisviszonyokat, valamint a mezők polarizációját!

Lineáris fázisú antenna sugárzása

Az egyenletes amplitúdóeloszlású, fázisban lévő antenna sugárzási terejének számításakor bizonyos számú, azonos amplitúdójú, azonos szögben eltérő fázisú, azonosan polarizált harmonikus rezgéssel kell számolni. Az ilyen ingadozások összegét egy geometriai progresszió tagjainak összegeként (az ilyen ingadozások számaként) határozzuk meg, vagy geometriailag. Legyen:

A\cos(\omega t)+A\cos(\omega t+\psi )+A\cos(\omega t+2\psi )+...+A\cos(\omega t+(N-) 1)\psi)

Minden tagot ábrázoljunk a sugárzási tér amplitúdójával megegyező modulusú vektorral, amely a ψ oszcillációs fázisnak felel meg. A vektorok összegzésekor szabályos sokszög keletkezik. Írjunk körül egy ρ sugarú kört, amelynek középpontja az O pontban van. Ekkor . És mivel a szög , a háromszögből . Így a keletkező rezgés amplitúdója: $ad=2\rho \sin {\frac {N\psi }{2))$ $aod=N\psi$ $aob:A=2\rho \sin {\frac {\psi }{2))$

ad=A{\frac {\sin N\psi /2}{\sin \psi /2))

A keletkező rezgés fázisát a kezdeti rezgés fázisához viszonyítva a dab szög határozza meg, és egyenlő . Az összes ingadozás összege: ${\frac {N-1}{2}}\psi$

\sum _{n=1}^{N}A\cos(\omega t+(n-1)\psi )=A{\frac {\sin {\frac {N}{2))\psi }{\sin {\frac {\psi }{2))))\cos(\omega t+{\frac {N-1}{2))\psi )

(egy)

ahol ψ a szomszédos rezgések közötti fáziskülönbség. A kialakuló rezgés fázisa szöggel megelőzi a kezdeti fázist ${\frac {N-1}{2}}\psi$

Széles körben elterjedt a függőleges vagy vízszintes félhullámú vibrátorokból álló antennatömb. Az ilyen antennák egy fázisú félhullámú vibrátorokból állnak, amelyek ugyanabban az irányban vannak táplálva, és azonos d távolságra helyezkednek el egymástól. A hely iránya egyenes vonalat alkot.

A sugárzási minták kiszámításához minden vibrátort kicserélünk egy ekvivalens pontsugárzóra, a fázisközéppontba, vagyis a vibrátor közepére helyezve. Ezután függetlenül attól, hogy a vibrátorok vízszintes vagy függőleges helyzetben vannak a rácsban, az áramkör a jobb oldali ábrán látható formát ölti. Egy ilyen antenna tere a vibrátormezők interferenciájának eredménye. Feltételezzük, hogy a tömbben lévő összes emitternek ugyanaz a mintája. Mivel a vibrátorok párhuzamosak, a mezők egyformán polarizáltak, ezért a fenti képletet használhatja a teljes mezőre. Az antennától távoli mezőt figyelembe véve [1] feltételezhetjük, hogy r 1 || r 2 || r 3 ||…|| r n . Leírjuk az egyenlettel az áram pillanatnyi értékét az egyes vibrátorok antinódusában . Ekkor a teljes mező a megfigyelési ponton a teljes antennából: $i=J\sin(\omega t)$

Teljes antenna mező

E=\sum _{n=1}^{N}Af_{1}(\Theta ,\varphi )\cos(\omega t-kr_{n})

, (2)

ahol az ekvivalens emitter sugárzási mintája a tömbben, amit a közelítő elmélet keretein belül fogadunk el, amely minden emitterre azonos; A a Θ , φ szögektől független állandó (amplitúdó) tényező ; r n az n- edik kibocsátó és a megfigyelési pont távolsága. Vegyük kezdőnek a mező fázisát a legtávolabbi emittertől (jelen esetben az elsőtől). Ezután az n -edik emitter térfázisának meghatározásához először ki kell fejezni ettől az emittertől a megfigyelési pontig mért távolságot az r 1 távolságon keresztül . Az ábrán látható, hogy: $f_{1}(\Theta ,\varphi )$

r_{2}=r_{1}-d\sin \Theta

;

r_{3}=r_{2}-d\sin \Theta =r_{1}-2d\sin \Theta

; …

r_{n}=r_{1}-(n-1)d\sin \Theta

Ha r n -t behelyettesítünk a (2) képletbe a térerősségre, a következőt kapjuk:

E=\sum _{n=1}^{N}Af_{1}(\Theta ,\varphi )\cos(\omega tk[r_{1}-(n-1)d\sin \Theta ])=

=\sum _{n=1}^{N}Af_{1}(\Theta ,\varphi )\cos(\omega tk\cdot r_{1}-k(n-1)d\sin \ Theta )=

=Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {\sin({\frac {N}{2}}kd\sin \Theta )}{\sin({\frac {1}{ 2}}kd\sin \Theta )}}

, (3)

ahol a fáziskülönbség a szomszédos sugárzók mezői között, a hullámszám . $\psi =kd\sin \Theta$ $k={\frac {2\pi }{\lambda ))$

Amplitúdó sugárzási minta

Elemezzük a kapott kifejezést. A (3) képlet szerinti amplitúdó sugárzási mintát a következőképpen definiáljuk

E_{m}=Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {\sin({\frac {\pi }{\lambda }}Nd\sin \Theta )}{\sin({ \frac {\pi }{\lambda }}d\sin \Theta )))

, (négy)

a komponens radiátor diagram és az antenna szorzó szorzata $Af_{1}(\Theta ,\varphi )$

f_{n}(\Theta )={\frac {\sin({\frac {\pi }{\lambda }}Nd\sin \Theta )}{\sin({\frac {\pi }{ \lambda }}d\sin \Theta )}}

(5)

A (3) képletből következik, hogy a mező fázisa a Θ szög változásával változik . Így a legtávolabbi sugárzótól való távolság kiszámításakor az egyfázisú antenna nem rendelkezik egységes fázisdiagrammal, és a kiválasztott távolsági referenciapont nem a fázisközéppont.

Fázissugárzási minta

A továbbiakban fázisdiagramnak nevezzük a kifejezésnek azt a részét, amely meghatározza a mező fázisát, és amely nem függ az időtől (lásd a (3) képletet):

\psi (\Theta ,\varphi )=-{\frac {2\pi }{\lambda }}r_{1}+{\frac {\pi }{\lambda }}(N-1)d \sin \Theta

Antenna fázisközpont

Nézzük meg, hogy a kérdéses antennának van-e fázisközéppontja, és hol található. Tegyük fel, hogy van egy fázisközéppont, amely az emitterek elhelyezkedési vonalán helyezkedik el az 1. emittertől x távolságra. Jelöljük r 0 -n keresztül a fázisközéppont és a megfigyelési pont távolságát, és fejezzük ki az r 2 -től a távolságot . Akkor: $r_{0}:r_{1}=r_{0}+x\sin \Theta$

\psi (\Theta ,\varphi )=-{\frac {2\pi }{\lambda }}r_{0}-{\frac {2\pi }{\lambda }}x\sin \Theta +{\frac {\pi }{\lambda }}(N-1)d\sin \Theta

Ha x 0 a fázisközéppont koordinátája, akkor ez az x = x 0 kifejezés nem függhet Θ -től . Ennek a feltételnek a teljesítését megkövetelve megkapjuk , ahonnan . $-{\frac {2\pi }{\lambda }}x\sin \Theta +{\frac {\pi }{\lambda }}(N-1)d\sin \Theta =0$ $x={\frac {N-1}{2}}d$

Így a vizsgált antennának van egy fázisközéppontja, amely egybeesik annak geometriai középpontjával. Ez a következtetés általános esetben érvényes bármely fázisú antennára. A fázisközépponttól való távolság számolásakor, figyelembe véve azt a tényt, hogy a téramplitúdó gyakorlatilag nem változik, amikor a referenciapont megváltozik az antennán belül, a mező

E=Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {\sin({\frac {\pi }{\lambda }}Nd\sin \Theta )}{\sin({\frac { \pi }{\lambda }}d\sin \Theta )))

(6)

Mivel a rácsot alkotó vibrátorok gyengén irányítottak, a rácsmintázatot elsősorban a rácsszorzó határozza meg . A rácstényező az emitterek számától és a köztük lévő távolságtól függ, d / λ hullámhosszban kifejezve (lásd (5) képlet). Ez a szorzó nem függ a szögtől, ami azt jelenti, hogy a sugárzók vonalára merőleges síkban ( Θ = 0-nál) a tömbmintázat egybeesik egyetlen sugárzó diagramjával, és a mező a sugárzók számával arányosan nő. radiátorok: $f_{n}(\Theta ,\varphi )$

E_{m}=Af_{1}(\Theta ,\varphi )N

Ez a (4) kifejezésből következik, ahol Θ = 0. Az emitterek helyének ( φ = const ) vonalán átmenő síkban az RP tömb eltér egyetlen emitter RP-jétől. Legyen egyetlen emitter RP-je mindenirányú ezen a síkon. Ekkor a rács RP-jét csak a rácstényező határozza meg, amely normalizált formában így van felírva

F_{n}(\Theta ,\varphi )={\frac {f_{n}(\Theta )}{f_{n}(0^{\circ )))))={\frac {\ sin {\frac {N\psi }{2}}}{N\sin {\frac {\psi }{2}}}}

Az F n rácstényező 2 π periódusú periodikus függvény , és a Θ szög változásával áthalad a maximális és minimális értékein. Ezért a rácsmintázat több lebenyes karakterrel rendelkezik. A jobb oldali ábra, ahol a valódi antennamintázat árnyékolt, ezt a képet tükrözi.

Oldallebenyek DN

Ennek a funkciónak minden periódusában van egy főlebeny és több oldalsó. Az F n ( Θ ) függvény grafikonja szimmetrikus a ,… pontokhoz képest, és maga a függvény maximális ezekre a ψ értékekre. A szomszédos és a főlebenyek között nulla sugárzás iránya és oldallebenyek vannak. Az oldallebeny maximumai az egyes főlebenyektől való távolsággal csökkennek. Ebben az esetben a legkisebb mintalebenyek azok, amelyek a szomszédos fő maximumok közötti intervallum közepén vannak. Az oldallebenyek relatív nagysága , ahol p = 1,2,3… A nagy számú emitterrel rendelkező tömbökben az első oldallebenyek szintje egy egyszerűsített képlet segítségével meghatározható: $\psi =0\pm 2\pi$ ${\frac {E_{mbl}}{E_{mmax}}}\approx {\frac {1}{N\sin({\frac {2p+1}{2N}}\pi )))$

{\frac {E_{mbl}}{E_{mmax}}}\approx {\frac {1}{(2p+1)\pi }}

n > 12 esetén pedig az első oldallebeny nagysága 0,217 (vagy -13,2 dB) a főhöz képest.

A DN antenna fő lebenye

A gyakorlatban általában egy fő kibocsátási maximummal rendelkező RP rácsot kell beszerezni. Ehhez az szükséges, hogy a függvénynek csak egy fő maximuma essen az egyenlőtlenség által meghatározott és a valós rácsmintának megfelelő általánosított koordináta változási intervallumába . Ez az eset áll fenn, ha a ψ változási intervallum 2 kd -vel egyenlő szélessége kisebb, mint 4π, azaz 2 kd < 4π vagy d < λ . Így a tömb szomszédos emitterei közötti távolságnak kisebbnek kell lennie, mint a generátor hullámhossza. A főlebeny sugárzási szint szerinti szöghatárait a (6) képletből úgy találhatjuk meg, hogy a rácstényező számlálóját nullára állítjuk, vagy mivel a rácsszorzó sokkal gyorsabban változik szögváltozással, mint az első tényező. (6) képlet, és főként a rács RP-jét határozza meg. Az utolsó összefüggésből következik . Nagyszámú emitterrel ( N > 4) elfogadhatjuk . Ebből adódik a főlebeny szögszélessége DN , vagy . Így a keskeny RP-k eléréséhez meg kell növelni az antenna hosszát Nd . De mivel az emitterek közötti távolságnak kisebbnek kell lennie, mint a generátor hullámhossza (a sugárzás egy fő maximumának eléréséhez), az irányítottság növelése az N tömb emittereinek számának növelésével érhető el. $\psi =kd\sin \Theta$ $-kd\leqslant \psi \leqslant kd$ $-{\tfrac {\pi }{2}}\leqslant \Theta \leqslant {\tfrac {\pi }{2}}$ ${\frac {\sin(N{\frac {\psi }{2)))}{\sin({\frac {\psi }{2))))))$ $\sin({\tfrac {\pi }{\lambda }}Nd\sin \Theta )=0$ ${\tfrac {\pi }{\lambda }}Nd\sin \Theta =\pm \pi$ $\sin \Theta _{0}=\pm {\tfrac {\lambda }{Nd))$ ${\displaystyle \sin \Theta _{0}\approx \Theta _{0))$ $2\Theta _{0}\approx \pm {\tfrac {2\lambda }{Nd))$ $2\Theta _{0}\approx 115^{\circ }{\tfrac {\lambda }{Nd))$

A fő lebeny szélessége DN

A minta szélessége a 0,7 mező szintjén a hozzávetőleges képlettel határozható meg:

2\Theta _{0.7E}\kb. 0.89{\tfrac {\lambda }{Nd))

[ rad ]

2\Theta _{0.7E}\kb. 51^{\circ }{\tfrac {\lambda }{Nd))

[°] (7)

A (7) képlet annál pontosabb, minél nagyobb a vibrátorok száma a tömbben az arány adott értékénél. A gyakorlatban akkor használható, ha Nd > 3λ.

Ha a lineáris fázisú antennát alkotó sugárzók iránytulajdonságokkal rendelkeznek a helyük vonalán átmenő síkban, akkor a sugárzók közötti távolság nagyobbra vehető, mint a generátor hullámhossza ( d > λ). Ebben az esetben a valós rácsmintának megfelelő ψ általánosított koordináta változási intervallumában,

a függvénynek több maximuma is lehet . A kapott RP-ben ezek hiányoznak, ha egyetlen rácselem RP értéke nulla vagy majdnem nulla ezekben az irányokban. Így az emitterek közötti megfelelő távolság megválasztásával ( d > λ esetén) viszonylag alacsony oldallebeny-szinttel kaphatjuk meg a kapott sugárzást. $\sin {\tfrac {N\psi }{2}}/(N\sin {\tfrac {\psi }{2}})$

KND rácsok

Ha az emitterek közötti távolságot úgy választjuk meg, hogy a mezőik egymásra gyakorolt hatását figyelmen kívül hagyjuk, akkor a tömberősítést a közelítő képlet segítségével számíthatjuk ki , ahol D 01 egyetlen emitter irányítottsága szabad térben. A vizsgált lineáris rácsoknak csak egy síkban van irányítóképességük: az emitterek síkjában. $D_{0}\approx ND_{01}$

Lapos és térbeli fázison belüli rácsok sugárzása

A minta két merőleges síkban történő szűkítéséhez, azaz szűk térszögű sugárzás eléréséhez lapos rácsokat használnak, amelyek N 2 sorból állnak. Minden sor N 1 emitterből áll. Így a tömbben lévő emitterek teljes száma N = N 1 · N 2 .

Egy lapos tömb RP-jének kiszámításakor először egy lineáris tömb (egy sor) RP-jét számítjuk ki, majd minden radiátorsort helyettesítünk a lineáris tömb fázisközéppontjában elhelyezett egyenértékű pontsugárzóval. Ezért a lapos tömb számítása egy függőlegesen elhelyezkedő lineáris tömb számítására redukálódik (b), minden egyenértékű emitternek van amplitúdódiagramja:

Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {\sin {\frac {N_{1}\psi _{1}}{2}}}{\sin {\frac {\psi _ {1}}{2}}}}}

Összegezve az ilyen emitterek mezőit a távoli zónában, figyelembe véve a vibrátorokban lévő áramok amplitúdóinak egyenlőségét, és feltételezve, hogy az f 1 ( Θ , φ ) tömbelemek RP értéke azonos, azt kapjuk, hogy

E_{m}(\Theta ,\varphi )=Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {\sin {\frac {N_{1}\psi _{1)){2} }}{\sin {\frac {\psi _{1}}{2}}}}{\frac {\sin {\frac {N_{2}\psi _{2}}{2}}}{\ sin {\frac {\psi _{2}}{2}}}}

(nyolc)

ahol és vannak általánosított koordináták; Θ és φ a normáltól az antennáig bezárt szögek a megfelelő síkban. $\psi _{1}=kd_{1}\sin \Theta$ $\psi _{2}=kd_{2}\sin \varphi$

Ahhoz, hogy a sugárzási mintázat egy fő maximumát megkapjuk a szögek tartományában és - a tömbben lévő emitterek közötti távolságnak kisebbnek kell lennie, mint a d 1,2 < λ hullámhossz. $-{\tfrac {\pi }{2}}\leqslant \Theta \leqslant {\tfrac {\pi }{2}}$ $-{\tfrac {\pi }{2}}\leqslant \varphi \leqslant {\tfrac {\pi }{2}}$

A szimmetrikus vibrátorokból készült lapos rácsnak két fő sugárzási maximuma van, amelyek a és szögeknek felelnek meg. Ebben az esetben a mező amplitúdója az RP maximumon

E_{m}(0^{\circ },0^{\circ })=Af_{1}(0^{\circ },0^{\circ })N_{1}N_{2}

A térbeli orientáció növelésére, vagyis a főlebeny szélességének csökkentésére mindkét fősíkban háromdimenziós (térbeli) rácsokat alkalmaznak, amelyek több ( N 3 ) egyforma, párhuzamosan elhelyezett és egymást követő lapos rácsból állnak ( ábra a jobb oldalon (a)). Az RP kiszámításakor minden lapos tömböt egy ekvivalens pontsugárzóval helyettesítünk (jobb oldali ábra (b)), és az antenna szorzóját a mezőösszegzési képlet (1) segítségével számítjuk ki:

E_{m}(\Theta ,\varphi )=Af_{1}(\Theta ,\varphi )f_{n1}(\Theta )f_{n2}(\varphi )f_{n3}(\alpha ) =

=Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {\sin {\frac {N_{1}\psi _{1}}{2}}}{\sin {\frac {\psi _{1}}{2}}}}{\frac {\sin {\frac {N_{2}\psi _{2}}{2}}}{\sin {\frac {\psi _{2} }{2)))){\frac {\sin {\frac {N_{3}\psi _{3}}{2}}}{\sin {\frac {\psi _{3}}{2} }}}

(9)

ahol , és az α = Θ szög az RP számításánál a vízszintes síkban (a jobb oldali ábra ZOX rajza a és b), és az α = φ szög az RP számításánál a függőleges síkban (ZOY diagram). $\psi _{3}=kd_{3}\sin(90^{\circ }-\alpha )$

Az emitterek térközének kiválasztása

Lásd az alábbi 15. képletet.

Ha lapos rácsokat fázisban gerjesztünk, akkor az egyes rácsok maximális sugárzásával azonos irányú maximális sugárzás biztosítása érdekében a köztük lévő d 3 távolságnak λ-nak kell lennie. Az antenna méretének csökkentése érdekében a távolságot λ/2-vel egyenlőnek veszik, és a tápellátást π fáziseltolással látják el. Mindkét esetben az antenna sugárzási maximummal rendelkezik a tömb elhelyezkedési vonala irányában, mindkét irányban α = 0° és 180°.

Az egyirányú irányított sugárzás létrehozásához két lapos rács betáplálási fázisait π/2-vel el kell tolni, és a köztük lévő távolság egyenlő . $d_{3}=\lambda /4$

Antennák elektromos letapogatással

Tekintsünk egy egymással párhuzamos és ugyanazon az egyenesen elhelyezkedő azonos emitterek rendszerét.

Antennák lineáris fáziseltolással

Legyen a sugárzókban lévő áramok amplitúdója azonos, és az áram fázisa bármely radiátorban ugyanazzal a ψ 1 értékkel tér el az előző sugárzó áramának fázisától , azaz az antenna fáziseloszlása lineáris. Vegyük az áram fázisát az 1. emitterben nullának, akkor az n- edik emitter fázisa ( n -1) ψ 1 lesz , és az ezen emitter által a távoli zónában létrehozott mezőt a következőképpen fogjuk megtalálni.

E_{n}=Af_{1}(\Theta ,\varphi )\cos(\omega t-kr_{n}+(n-1)\psi _{1})

Figyelembe véve, hogy (a) ábra, a (10) kifejezést így írjuk: $r_{n}=r_{1}-(n-1)d\sin \Theta$

E_{n}=Af_{1}(\Theta ,\varphi )\cos(\omega t-kr_{1}+(n-1)(kd\sin \Theta +\psi _{1}) )

A teljes tömb mezőjét, mint korábban, az egyes emitterek mezőinek összegzésével határozzuk meg:

E=\sum _{n=1}^{N}E_{n}=Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {\sin({\frac {N}{2)) (kd\sin \Theta +\psi _{1}))}{\sin({\frac {1}{2))(kd\sin \Theta +\psi _{1}))))\cos( \omega t-kr_{0})=Af_{1}(\Theta ,\varphi ){\frac {sin({\frac {N\psi }{2)))}{\sin({\frac {\ psi }{2}})}}\cos(\omega t-kr_{0})

(tizenegy)

ahol a fáziseltolódás a szomszédos emitterek mezői között a megfigyelési ponton; r 0 a rács fázis (geometriai) középpontja és a megfigyelési pont távolsága. Tekintsük az antenna szorzót $kd(\sin \Theta +\psi _{1})$

f_{n}(\Theta ,\varphi )={\frac {\sin {\frac {N\psi }{2}}}{\sin {\frac {\psi }{2}}}} ={\frac {sin({\frac {\pi }{\lambda }}Nd(\sin \Theta +{\frac {\psi _{1}}{kd))))}{sin({\frac {\pi }{\lambda }}d(\sin \Theta +{\frac {\psi _{1}}{kd))))))

(12)

A közös módusú antennától eltérően ez a szorzó a betápláló emitterek ψ 1 fáziseltolásától függ .

Beam swing egyenlet

A maximális sugárzás egy ilyen antennában a tér azon irányaira érvényesül, amelyekre teljesül a ψ = 2 πp feltétel , ahol p = 0,±1,±2,…, azaz az emitterek mezőinek fáziskülönbsége. , amelyet a sugarak útjában való eltérés okoz, teljes mértékben kompenzálja a fázisáramok különbsége.

kd\sin \Theta _{\text{ch}}+\psi _{1}=kd(\sin \Theta +{\frac {\psi _{1}}{kd}})=2\ pi p

ahol

\sin \Theta _{\text{ch}}=-{\frac {\psi _{1}}{kd}}+p{\frac {\lambda }{d}}

(13)

Ezt az egyenletet nyaláblengés-egyenletnek nevezzük, p pedig a maximális sugárzású nyaláb száma.

A szükséges lineáris fáziseloszlás a tömbben úgy érhető el, hogy az emittereket egy mozgóhullámú vonallal tápláljuk (b) fenti ábra. Ilyen tápegységgel a szomszédos emitterek áramai közötti fáziseltolódás ; γ a fázissebesség lassulása a tápvezetékben: . $\psi _{1}=-{\tfrac {2\pi }{\lambda }}\gamma d$ $\gamma =c/v_{\text{f))=\lambda /\lambda _{\text{l))$

Helyettesítsük be az értéket a (13) kifejezésbe. Ekkor a nyaláb lengési egyenlete a következő formában lesz:

\sin \Theta _{\text{ch))=\gamma +p{\frac {\lambda }{d))

(tizennégy)

A (13)-ból az következik, hogy a sugárzási mintának több fő maximuma van. Határozzuk meg egy fő maximum létezésének feltételét a Θ szögeken belül , amely megfelel az általánosított koordináta változási intervallumának . Mivel az f n ( Θ ) függvény periodicitása 2 π , a ψ argumentumnak teljesítenie kell a feltételt . ${\displaystyle -kd+\psi _{1}\leqslant \psi \leqslant kd+\psi _{1))$ $-2\pi \leqslant \psi \leqslant 2\pi$

Ezért , . Ebből következik, hogy egy p = 0 számú nyaláb létezésének feltétele az in-phase tömbben ( Ψ 1 = 0) a következő: kd < 2π és d < λ (lásd az alábbi ábrát) (a). Ebben az esetben Θ ch = 0°, vagyis a fő sugárzási maximum merőleges az antenna tengelyére. ${\displaystyle -2\pi \leqslant -kd+\psi _{1))$ ${\displaystyle -2\pi >kd+\psi _{1))$

Ha konkrétan Ψ 1 = kd , akkor egy (nulla) sugár létezésének feltétele 2 kd < 2 π és d < λ/2. A rács egyetlen fő maximuma ebben az esetben a tengelye mentén irányul (b) ábra, azaz Θ fő = 90°. A Ψ 1 < kd közbenső értékeknél a p = 0 számú nyaláb maximális sugárzási iránya 0°-tól és 90°-tól eltérő szöget zár be, a lépés pedig λ/2 < d < λ.

A rácsban megengedett lépésnagyság 0 < Θ ch < 90°-nál a −2π < - kd + Ψ 1 , 2π > kd + Ψ 1 összefüggésekből adódik . A (13) ringató egyenletből a Ψ 1 értéket behelyettesítve p = 0-t feltételezve −2π < — kd — kd sin Θ ch ill .

d<{\frac {\lambda }{(1+\sin \Theta _{\text{ch)))))

(tizenöt)

Az antennamintában a nulla mezőértékek irányai a (12) kifejezésből a számláló nullával való egyenlővé tételével érhetők el.

\sin({\tfrac {\pi }{\lambda }}Nd(\sin \Theta _{0}+{\frac {\psi _{1}}{kd))))=0

ahol

{\tfrac {\pi }{\lambda }}Nd(\sin \Theta _{0}+{\frac {\psi _{1}}{kd}})=p\pi

ahol p = 0,±1,±2,… és . $\sin \Theta _{0}=p{\tfrac {\lambda }{Nd}}-{\tfrac {\psi _{1}}{kd}}$

Az oldallebenyek maximumainak irányai megközelítőleg a számláló (12) maximális értékeiből határozhatók meg, azaz felvéve

\sin({\tfrac {\pi }{\lambda }}Nd(\sin \Theta _{\text{bl}}+{\frac {\psi _{1}}{kd)))) =1

és , honnan

{\tfrac {\pi }{\lambda }}Nd(\sin \Theta _{\text{bl}}+{\frac {\psi _{1}}{kd}})={\tfrac {\pi }{2}}(2p-1)

\sin \Theta _{\text{bl}}=(2p-1){\frac {\lambda }{2Nd}}-{\frac {\psi _{1}}{kd}}

Elektromos sugárkormányzás megvalósítása

A (13) egyenletből következik, hogy a nyaláb mozgása az antennatömbben a térben végrehajtható:

a csatlakoztatott generátor vagy vevő oszcillációs frekvenciájának megváltoztatása;
a Ψ 1 fáziseltolás megváltoztatása az emitterek között a fáziseltolók tápútjába való beépítés rendszerével;
a tömb sugárzó elemeinek kapcsolása (kapcsolása), az emitterek vagy a betáplálási utak szegmenseinek hangmagassága.

PAR sávszélesség

Fázisos antennatömbökben a fáziselosztást vagy egy elosztórendszer (nyalábképző áramkör), vagy egy fáziseltoló rendszer (ferrit, pin-dióda, tambura stb.) határozza meg. A csatornajelbe bevezetett fáziseltolás a jel hullámhosszától (frekvenciájától) függ.

A PAR csatorna minden fáziseltolása úgy van kialakítva, hogy kompenzálja a hullámok útjában a tömb elemei közötti különbséget, amely akkor jelenik meg, ha egy sík elektromágneses hullám egy bizonyos Θ 0 szögben esik a PAR apertúrára . A csatornák közötti hullámutak közötti fáziskülönbség a következőképpen határozható meg

\Delta \varphi ={\frac {2\pi }{\lambda }}d\sin \Theta _{0}

A fáziseltolódás alapvetően a hullámhossztól függ. A beeső hullámhossz Δ λ eltérése és a fáziseloszlás fenntartása az apertúrában (a fázisváltók vagy a nyalábképző áramkör átstrukturálása nélkül) megfigyelhető a sugár frekvencia lefutása.

\Delta \varphi ={\frac {2\pi }{\lambda +\Delta \lambda }}d\sin \left(\Theta _{0}+\Delta \Theta \right)

Így a nyaláb frekvenciamenete

{\displaystyle \Delta \Theta ={\frac {\Delta \lambda }{\lambda ))\operátornév {tg} \Theta _{0))

Ha elfogadjuk a nyaláb elfogadható frekvenciaeltérését a minta főlebenyének szélességének felével egyenlő értékkel , akkor ez korlátozza a rácsra eső hullám jelének sávszélességét.

{\frac {\Delta \lambda }{\lambda }}\operátornév {tg} \Theta _{0}={\frac {1}{2}}{\frac {1}{2L\cos \ Theta }}

Összegzés

Ha a sugár helyzetét elektromosan szabályozzák, akkor az ilyen antennákat elektromos pásztázásnak nevezik. Az erősen irányított, elektromosan pásztázó antennák lehetővé teszik a tér gyors (tehetetlenség nélküli) felmérését, a sugár adott térpontra állítását, célkövetést stb. a teljes antennarendszert, ami korlátozza a pásztázási sebességet. Ha a tömb fáziseloszlását mechanikus fázisváltókkal vagy kapcsolókkal változtatják meg, akkor az ilyen antennákat elektromechanikus pásztázó antennáknak nevezzük. Az erősen irányított elektromechanikus pásztázó antennában, amikor a teljes antennarendszer álló helyzetben van, az alacsony tehetetlenségi nyomatékú elemek forognak vagy mozognak (mechanikusan), ami lehetővé teszi a sugár sebességének növelését.

Az elektromos szkennelés típusai

A frekvencia-pásztázó antenna szerkezetileg a legegyszerűbb, de a nyaláb elektromos vezérlése általában csak egy szögkoordináta mentén történik.

A lapos rácsokban végzett pásztázás fázismódszerével (az oszlopok és sorok emitterei közötti fáziseltolás megváltoztatásával) a nyaláb két szögkoordináta mentén mozog.

Fázisbeállítási hibák

A vezérlőáram (feszültség) hatására a fázisváltó fázisa vagy diszkréten, diszkrét fázisváltóval , vagy egyenletesen változik. Az antenna fáziseloszlásának szabályozása során a pásztázás során - antenna fázisozás - egy diszkrét fázisváltó hibákat ad a fázisbeállításban. A sima vezérlési karakterisztikával rendelkező fázisváltó nem rendelkezik ilyen hibákkal, azonban egy sima fázisváltó és egy nyalábvezérlő rendszer (számítógép) párosítása általában a fázisváltás diszkrétségéhez vezet. Az antenna fázisbeosztásának diszkrétsége, amely a diszkrét kapcsolású pásztázási módszerrel és a diszkrét fázisváltóval végzett fázisszkennelésnél jelentkezik, bizonyos előnyökkel jár, mint például az, hogy csökkentheti a különböző destabilizáló tényezők hatását az irányíthatósági jellemzőkre. A fázis- vagy diszkrét kapcsolási sugárvezérlésű antennatömböket fázisos antennatömböknek nevezzük . Az ilyen antennák széles körű gyakorlati alkalmazást találnak.

Jegyzetek

↑ A távoli zónában r >> λ távolságban

Lásd még

Cikkek

Kategóriák

Antennatömb emitterek

Irodalom

Voskresensky D. I., Gostyukhin V. L., Maksimov V. M., Ponomarev L. I. Antennák és mikrohullámú készülékek / Szerk. D. I. Voskresensky. Tankönyv. - 2. kiadás - M. : MAI, 1993. 528 [1]
Sazonov D. M. , Gridin A. M., Mishustin B. A. Mikrohullámú készülékek - M: Magasabb. iskola, 1981
Antennák és mikrohullámú készülékek. Fázisos antennatömbök tervezése. Tankönyv / Szerk. D. I. Voskresensky. - M . : Rádió és kommunikáció, 1994. - 592 p.
Sazonov D. M. Antennák és mikrohullámú készülékek. Tankönyv az egyetemek rádiótechnikai szakainak számára . - M . : Felsőiskola, 1988. - 432 p. - ISBN 5-06-001149-6 .