ГлавнаяКарта сайтаНапишите намПоиск по сайту
EDS-Soft
ElectroDynamic Systems Software ScientificTM
Antenna Systems ResearchTM






Антенная решетка

Сложная направленная антенна, состоящая из совокупности отдельных слабонаправленных антенн (излучающих элементов), расположенных в пространстве и возбуждаемых токами высокой …

(из «Словаря терминов» нашего сайта)






Виктор Иванович Чулков, ведущий научный сотрудник Калужского НИИ.
Является автором и руководителем проекта “EDS–Soft” (с 2002 года).
1/ 23все страницы

Исследование импедансных свойств приемной решетки прямоугольных волноводов



Опубликовано: 14.12.2006
© В. И. Чулков, 1990. Все права защищены.
© EDS–Soft, 2006. Все права защищены.


В статье [1] сформулированы два требования к ленточным излучателям (ЛИ) широкополосной, широкоугольной антенной решетки (АР): они должны иметь малые электрические размеры и располагаться в плоскости, волновой импеданс Z которой во всей рабочей полосе частот удовлетворяет условию , где W=120π — волновое сопротивление свободного пространства.

В настоящей статье исследуется возможность применения решетки прямоугольных волноводов малых электрических размеров с диэлектрическим заполнением для получения требуемых импедансных свойств в пространстве в непосредственной близости от апертуры.

Рис.1 Период АР из прямоугольных волноводов с диэлектрическим покрытием и искомым поверхностным импедансом Z.

Рассмотрим бесконечную периодическую АР, каждый период которой состоит из прямоугольных полубесконечных волноводов с общим идеально проводящим фланцем. В общем случае волноводы одного периода имеют различные размеры и диэлектрическое заполнение, а АР — диэлектрическое покрытие толщиной t. Пусть на решетку из полупространства z > 0 в отрицательном направлении оси OZ падает плоская электромагнитная волна произвольной поляризации, тангенциальные электрический и магнитный векторы которой вблизи волноводов удобно представить в виде:

(1)

где — заданная амплитуда волны, — векторная нулевая гармоника Флоке [2] (p = 1 соответствует H−гармонике, p = 2 — E−гармонике), — волновая проводимость нулевой гармоники Флоке [2], — коэффициент передачи нулевой гармоники Флоке из однородной области над решеткой в область (рис.1), — символ Кронекера, — продольное волновое число, , — длина волны в вакууме, — угол между осью OY и вектором , определяемый при = = 0°, j2 = -1.

Вторичное (дифракционное) электромагнитное поле обозначим через , . Тогда граничную задачу электродинамики для АР можно сформулировать следующим образом: найти электромагнитное поле , , удовлетворяющее

— однородным уравнениям Максвелла;

— условию непрерывности тангенциальных электрических и магнитных полей в отверстиях связи;

— условию отсутствия вторичных волн, приходящих из бесконечности;

При выполнении этих условий задача имеет единственное решение [3].

Применяя теорему Флоке [2], можно по аналогии с работой [1] построить поперечную магнитную тензорную функцию Грина уравнений Максвелла, которая для однородной области, примыкающей к экрану, имеет вид:

(2)

где — знак диадного произведения векторов, , — коэффициент отражения i-той гармоники Флоке от границы z = t (приведен в [2]), — коэффициент отражения i−той гармоники Флоке от границы z = 0 (в данном случае = -1), i — обобщенный индекс гармоники Флоке [2], — радиус−вектор точки наблюдения, — радиус−вектор точки истока, касательное магнитное поле парциальных волн связано с векторными гармониками Флоке:

индекс "-i" соответствует плоской волне, распространяющейся под углом -, (, — углы распространения волны с индексом "i"), а для неоднозначной функции в соответствии с условиями излучения выбирается ветвь, для которой .

В соответствии с теоремой эквивалентности [3] заменим отверстия связи магнитными токами , на идеально проводящем экране и аналогично тому, как это сделано в [2], запишем систему операторных уравнений относительно этих токов:

(3)

где — площадь i−того отверстия связи, — тензорные функции Грина, для которых в волноводном представлении (2) векторные гармоники Флоке заменены векторными собственными функциями волноводов, коэффициент равен нулю, а = -1.

Для решения полученной системы можно воспользоваться, например, методом Галеркина [2] и спроецировать (3) на линейную оболочку функций . После нахождения неизвестных токов , тангенциальную компоненту дифракционного поля, созданную отверстиями связи (ОС), определим из соотношений

где — коэффициенты разложения токов по выбранной в методе Галеркина полной системе базисных функций, — коэффициент передачи i-той гармоники Флоке из области в однородную область над решеткой,

* — знак комплексного сопряжения.

Тогда полное поле над решеткой, в соответствии с принципом суперпозиции, будет равно:

где векторы , соответствуют первичной волне, отраженной от структуры «покрытие−экран», а искомый поверхностный импеданс определяется из соотношения:

причем Z в общем случае — матрица.


1/ 23все страницы

Использованная литература

1. Чулков В.И. Использование ленточных излучателей в антенных решетках.— Радиотехника и электроника, 1992, № 5, с.834…840.
2. Амитей Н., Галиндо В., Ву Ч. Теория и анализ фазированных антенных решеток.—– М.: Мир, 1974.— 345 c.
3. Марков Г.Т., Чаплин А.Ф. Возбуждение электромагнитных волн.— M.: Радио и связь, 1983.— 295 c.
4. Полак Э. Численные методы оптимизации.— М.: Мир, 1974.

Статьи за 2006 год

Все статьи

GuidesArray Coaxial 0.1.2

GuidesArray Coaxial™ используется инженерами для проектирования и исследования характеристик плоских периодических фазированных антенных решеток коаксиальных волноводов.


Подписка



Изменение параметров подписки