|
| |
|
Слаботочка Книги жителем, поэтому (тобр{в,р) от Гр не зависит. В то же время <Тобр((9, р) су- если при щественно зависит от Г W 1 обе кривые весьма схожи, то при Г С 1 в графике сГобр{9,р) в направлении, соответствующем главному максимуму ДН антенны в режиме передачи, появляется глубокий провал (вследствие значительного умень-щения рассеяния основной моды), тогда как уровень периферийной ч асти индикатриссы рассеяния практиески мало меняется, ведь высшие моды рассеиваются по-прежнему полностью, да и вклад их существенно возрастает. Аналогичная картина будет и для других апертурных антенн, добавляется лишь рассеяние токами, наведенными на апертуре линзы или зеркала. Правда, в случае рупорного облучателя диаграмма рассеяния мало меняется. Например, если облучатель отсутствует, то поле, отраженное зер- калом, собирается в фокусе, а затем вновь расходится, образуя широконаправленную диаграмму рассеяния. В заключение отметим часто совершаемую ошибку, когда эквивалентную схему приемной антенны как генератора с подключенной нагрузкой-приемником пытаются использовать для оценки рассеянной антенной мощности. Дело в том, что мощность, отдаваемая антенной в нагрузку, определяется током и ЭДС только на входе антенны, тогда как переизлученная мощность и диаграмма рассеяния вообще определяются распределением токов по всей поверхности антенны (единственным исключением является диполь, у которого распределения тока в режимах передачи, приема и переизлучения совпадают). Еще менее правильно говорить о КПД приемной антенны, оценивая его по отношению (Тпотл/<т,- 7.8. Прямолинейные вибраторы Прямолинейными вибраторами называют относительно короткие [7.2 (/ Л, где / - длина плеча вибратора) электрические излучатели: симметричные двуплечие, обычно возбуждаемые в центре симметричной двухпроводной линией или коаксиальным кабелем, снабженным симметрирующим переходом, либо несимметричные одноплечие, перпендикулярные к экрану (в частности, к Земле), возбуждаемые у основания коаксиальным кабелем (более сложные варианты возбуждающих устройств и самих конструкций вибраторов рассматриваются в гл. 4) 7.14, 7.14а, 7.15] В отсутствие оконечных емкостных нагрузок ток в вибраторе уже нельзя считать равномерным, как в диполе: на концах вибратора он обраща- ется в нуль. Так как вибратор осе-симметричен, то объемное распределение тока может быть заменено линейным на оси, в достаточно строгой теории таких вибраторов граничное условие вида Ej(2:,a) -Ь Е = О, где z - координата вдоль оси вибратора; а - радиус вибратора, выполняется не на оси, а на боковой поверхности радиусом а. Приблимсенная модель вибратора представляет собой два развернутых на 90° плеча двупроводной, разомкнутой на конце линии, как бы продолжающей фидерную линию; при этом осевое распределение тока принимается таким же, как и в этой линии, т.е. I{z) = sill к{1- \z\). (7.15) По более точной теории закон распределения несколько иной особенно при / > Л/4 и на участках вблизи сечения ; = 0. Распределению тока (7.15) соответствует ДН =г 0; fe{e) = а cos{kl cos в) - cos kl sin в где .4 - множитель, нормирующий -Р()]тах на единицу. Для полуволнового симметричного вибратора 7(c) = cos И; fe{9) = (7r/2)cos 9 sin 9 Важным параметром вибратора является комплексное сопротивление излучения z. Для его расчета используют два альтернативных метода, которые можно обосновать, исходя из комплексной теоремы Пойнтинга Е, Н*] d&+ -bicj У [azHH* - see*] dv = 0 где v - объем, не содержащий источников поля и ограниченный замкнутой поверхностью s. Вибратор находится вне s. Принимая s = soo + 5виб (где spo - поверхность сферы достаточно большого радиуса r; . виб - поверхность вибратора) и используя преобразование ;Е, Н*] rfs = Е[Н*, тг] d& = ЕК* ds, запишем последнее выражение в виде Е,Н*]£/8-Ь (7.16)  рян* - сее*] dv = *ви6 ЕК* ds. Здесь К - поверхностное распределение тока на вибраторе (см. § 7.5). При этом правая часть выражения (7.16) соответствует представлению комплексной мощности излучения Ре через поле и ток на поверхности вибратора, а левая часть - через поле излучения в пространстве. Комплексная мощность излучения pi: = 0,bz\io где Iq - амплитуда линейного распределения тока на вибраторе. Из (7.14) найдем два варианта записи комплексного сопротивления излучения вибратора: 1 1 Anids; -Т J r(z)E,{/}rfz; /виб (7.17) Хе = (7.18) -и J[pmi}\-e\e{i}\]dv; = < -TIm У k*{z,p)e,{k}ds, *виб где Хвиб - длина вибратора. Расчет Яе, А е по первым выражениям принято называть расчетом, по методу комплексного вектора пойнтинга. В нем Яе определяется потоком активной мощности излучения через soo) а пропорционально разности запасенных в объеме v средних энергий магнитного и электрического полей. Расчет Яе, Ае по вторым выражениям ведут по электромагнитному полю непосредственно у поверхности вибратора. Этот метод называют расчетом по методу наведенных эдс. При этом, если для Яд возможен переход от двумерного интеграла по shq к линейному по Ьвиб) то для Xs такой переход невозможен, ибо дает бесконечное значение для Х, кроме резонансных случаев. Принимая за iq ток в пучности функции распределения тока (7.13), для получаем известную формулу Баллантайна Ps y, = 30{sini:[si(2;bL) - 2si{kl)]+ + c6skl[2di{kl) - di{2kl)] + 2di{kl)), где l - 21; si(z) = J dt; di(z) = 1 - COS t dt = \nj - ci(x); inj = = 0,577 . /cost ; ci(x) = J -j- Входное сопротивление вибратора, т.е. сопротивление излучения, отнесенное к клеммам вибратора, r.. = Леп../(0) = r.jsm4l. При kl - тг, т.е. L = Л (симметричный волновой вибратор) формула Баллантайна дает Депум = 199 Ом, но Ре.х = оо. По более строгим расчетам Ре.х сохраняется большим, но конечным. При Л С 1 формула Баллантайна упрощается и переходит в приближенную формулу Рюденберга (7.8) (при этом в (7.8) следует заменять / на действующую длину вибратора l,\l{z)dzll). Подставив Ре и P{0,ip) в (7.3а), запишем КНД вибратора Imax = 0(l-COsH)2/TrPj: ,. Согласно этому выражению, КНД с ростом / вплоть до тг/4 (полуволновой симметричный вибратор) почти не меняется, возрастая лишь до 1,64, т.е. всего на 10 %, и лишь при 2 Л = 1,25 возрастает до 3,3. Расчет Хе по формуле (7.18) требует знания поля во всем пространстве, поэтому трудоемок. Однако его можно существенно упростить, если вычислить Xi - Хг = АХ - разность реактивных сопротивлений излучения цилиндрического и вписанного в него эллипсоидального вибраторов. Действительно, в пространстве вне цилиндрического вибратора можно считать их поля совпадающими, тогда А А будет определятся интегралом по объему, заключенному между их поверхностями, и только по полю второго вибратора (ибо поле цилиндрического вибратора б этой области равно нулю), причем для поля в этой области можно принять квазистатическое приближение, и если Хэл известно, то цил - -эл + АХ (в частности, Хэл = о при l = пх/2). Этим методом в [7.15] получено выражение цил.вх - (7.19) = -60 sin кып - + 30ucos--x kl kl . sin --а\{кь) -Ь cos --s\[kl) sin kls\[2kl) -\- cos кьъ\{2кь)]. При l = 21 = nx/2 имеем X = = 30si(2Trn), например Xi - 42,5 Ом при n = 1. Такое же значение получим и по (7.18) для бесконечного тонкого вибратора - единственный случай, когда при допущении а = О получается конечное значение Хцил- При l/x С 1; а/А ф О запишем Хцил.вх = --в ctg kl, 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 |