|
| |
|
Слаботочка Книги ется возможность пренебречь запаздыванием по фазе излучения их частей, т.е. положить в (1.36) для ДН екр{[кр cos v) I. Тогда ДН будет определяться просто проекциями рас- пределения тока на направление, поперечное к направлению излучения. Распределение тока вдоль элементарных излучателей обычно принимают равномерным. 7.3.1. Элементарные электрические излучатели диполи Электрические диполи - линейные проводники - симметричные при возбуждении в центре, несимметричные при возбуждении у основания и расположении вертикально к земной поверхности. К антеннам последнего типа относятся длинноволновые антенны-мачты, так как несмотря на значительную высоту, доходящую до сотни и более метров, в долях Л их размеры незначительны. Равномерность распределения тока вдоль несимметричного диполя обеспечивалась при помощи емкостной нагрузки в виде сети горизонтальных проводов, подключенных на его верхнем конце. В сферической системе координат, полярная ось которой совмещена с осью диполя, согласно сказанному выше, ДН по мощности будет равна smd. Коэффициент направленного действия симметричного диполя D = 4tt 27Г J smedd Так как для такого диполя Fi = = Feie; Fe = IIsin9; = Q {I - амплитуда тока в диполе; / ~ его длина), то поле излучения будет иметь компоненты е$, Н и мощность излучения (47Г) Сопротивление излучения = = 2Ps p (Ом) выразим формулой Рюденберга: 27rZo = 80. (7.8) (для воздуха Zq = 1207Г Ом). Для несимметричного диполя высотой h формула Рюденберга принимает вид re = 1607г2(Л/А)-, где / - 2h\ вычисляют интегрированием по полусфере. 7.3.2. Элементарные магнитные диполи Для симметричного магнитного диполя, используя принцип перестановочной двойственности уравнений Максвелла, найдем, что амплитудная ДН и КНД такие же как и у электрического диполя, но поле излучения имеет компоненты Ep, Не] проводимость излучения (Ом) (последний член выражения при рас-пололсении в воздухе), где - длина диполя. При равных длинах диполей, расположенных в свободном пространстве, найдем (7.9) Одним из вариантов практической реализации магнитного диполя является щель, прорезанная в плоском бесконечном металлическом экране. Однако, хотя силовые линии электрического поля по координате (р и образуют замкнутую окружность, но направления по обе стороны экрана противоположны. Поэтому при конечном экране за его пределами в азимутальной ДН щелевого излучателя возникает нуль в плоскости экрана, отсутствующий в диаграмме диполя в свободном пространстве. Согласно принципу двойственности напряжение между краями щели и полный ток в ленточном излучателе связаны соотнощением F = IUux/Zq. Приравнивая мощности, излучаемые этими излучателями в полупростран- и ис- ство, 0,ЬЩ\ГУ = 0,5С6щ пользуя связь между Р и щ, найдем также связь односторонних (излучение в полупространство) проводимости из.пучения щели и сопротивления излучения вибратора в виде = {2/ZofRh, (бОтг) (бОтг)-RI, при Zq = 1207г Ом. Так как у симметричного полуволнового вибратора одностороннее 1000 Ом. Если же щелевой излучатель двусторонний, то его проводимость излучения удваивается и R й5 500 Ом. Эти выкладки подтверждаются на практике. Другим эквивалентом магнитного диполя является кольцевой электрический излучатель малого (в долях Л) диаметра а с равномерно и синфазно распределенным током Ц - так называемая рамка. Размещая рамку в плоскости 9 = 90° сферической системы координат с центром в центре рамки, найдем из (1.30) Fe = 0; {ii)F qZqI j [1ikasm9 cos{(p - (р) 36 Ом, to i? x cos{<fi - if) dip = ik-Ka? sin 9 (вследствие осесимметрпчной конфигурации рамки if = 0). Таким образом, поле рамки имеет те же компоненты ЕрНв, что и магнитный диполь. Сопротивление излучения рамки R = 2Ps p или после некоторого преобразования получаем RP. = SwZQsyU\ для рамки в воздухе RP. = 3207rSVA Так как (б/Л) на два порядка меньше, чем (2а/Л), то сопротивление излучения рамки много меньше, чем у электрического диполя при равенстве их моментов, вследствие чего рамка как антенна менее эффективна по сравнению с линейным вибратором. 7.3.3. Элементарный излучатель Гюйгенса Элементарный излучатель Гюйгенса представляет собой элемент плоской волны. Вводя эквивалентные поверхностные токи - электрический К = [пН] и магнитный К = [пе[ (тг - вектор внешней, по отношению к пространству, нормали к плоскости элемента), найдем, что элемент Гюйгенса можно рассматривать как два взаимно перпендикулярных диполя - электрический и магнитный. Располагая элемент Гюйгенса в плоскости XOY, ориентируя электрический диполь по оси ОХ, магнитный - по оси ОУ и суммируя проекции полей диполей на направления гв и г, запишем поле элемента Гюйгенса (в дальней зоне) в виде X cos exp(-ikR) R EAe,<p) = -i - {Zor+Pcose)x X sin <f exp{-ikR) R т.е. no нормали к элементу, Ih. ,exp(-ikR) EeiO, 0) = -1 -(1 + m)-- ( ал ,exp{-ikR) где m = zqf/i. Так как в элементе плоской волны m = 1, то в направлении = О (вперед) по.пе удваивается, а в направлении = 7г (назад) обращается в нуль. При этом нормированные амплитудные ДП будут: по компонентам поля fg - 0,5cosv7(l -Ь cos); f = 0,5 sin (1 + cos ); по суммарной мощности В направлениях = О и = тг. Р() = + F2 = 0,25(1 +cos ) График Р{0) представляет собой кардиоиду с одним нулем (при = тг) и КНД D = 3. Фаза поля во всех направлениях 9 и <р постоянна и равна тг/2 для обеих компонент, так что суммарное поле линейно поляризовано и имеет фазовый центр в начале координат. 7.3.4. Элементарный турникетный излучатель Элементарный турникетный излучатель представляет собой два компланарных взаимно ортогональных одинаковых диполя, возбуждаемых со сдвигом фаз 90°. При расположении диполей по осям ох и ОУ, суммарное поле будет иметь вид Ев = ~~2\{ cosv? + ly sin)x X cos 9 exp{-\kR) R .zqi. . .exp(-ikR) ~2X sm (p-Iy cos (p)---, где Ix, ly - составляющие тока. Если ly - -ily (что соответствует правовращающейся поляризации), то Ев = -icos9Aexp{-i<p); Е = -exp(-iv?); Л = Zo4 (2A). Таким образом, поле имеет пра-вовращающуюся в направлении = О 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 [33] 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 |