第5章缝隙天线与微带天线

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1、第5章缝隙天线与微带天线5.1缝隙天线5.2微带天线5.1缝隙天线5.1.1理想缝隙天线如图5―1―1所示，理想缝隙天线是开在无限大、无限薄的理想导体平面上(yOz)的直线缝隙，它可以由同轴传输线激励。缝隙的宽度w远小于波长，而其长度2l通常为λ/2。无论缝隙被何种方式激励，缝隙中只存在切向的电场强度，电场强度一定垂直于缝隙的长边，并对缝隙的中点呈上下对称的驻波分布，即（5―1―1）式中Em为缝隙中波腹处的场强值。如果引入等效的磁流源，在x>0的半空间内，缝隙相当于一个等效磁流源，其等效磁流密度为（5―1―2）也就是

2、说,缝隙最终可以被等效成一个片状的、沿z轴放置的、与缝隙等长的磁对称振子。当讨论远区的辐射问题时，可以将缝隙视为线状磁对称振子，根据与全电流定律对偶的全磁流定律（5―1―3）对于x>0的半空间内，其等效磁流强度为（5―1―4）上式中的磁流最大值为2Emw。图5―1―1理想缝隙的坐标图根据电磁场的对偶原理，磁对称振子的辐射场可以直接由电对称振子的辐射场对偶得出为（5―1―5）(5―1―6）在x<0的半空间内，由于等效磁流的方向相反，因此电场和磁场表达式分别为（5―1―5）式和（5―1―6）的负值。我们通常称理想缝隙与和

3、它对偶的电对称振子为互补天线，因为它们相结合时形成单一的导体屏而没有重叠或孔隙。它们的区别在于场的极化不同：H面（通过缝隙轴向并且垂直于金属板的平面）、E面（垂直于缝隙轴向和金属板的平面）互换，参见图5―1―2，但是两者具有相同的方向性，其方向函数为（5―1―7）例如,理想半波缝隙天线(2l=λ/2)的H面方向图如5―1―2(b)图所示，而其E面无方向性。理想缝隙天线同样可以计算其辐射电阻。如果以缝隙的波腹处电压值Um=Emw为计算辐射电阻的参考电压，缝隙的辐射功率Pr,m与辐射电阻Rr,m之间的关系为（5―1―8）

4、图5―1―2缝隙的场矢量线分布图(a)电力线；(b)磁力线将电对称振子的场强表达式（1―4―4）与缝隙的场强表达式（5―1―5）对比可知，若理想缝隙天线与其互补的电对称振子的辐射功率相等，则Um和电对称振子的波腹处电流值Iem应满足下面的等式:（5―1―9）因为电对称振子的辐射功率Pr,e与其辐射电阻Rr,e的关系为（5―1―10）由式（5―1―8）、（5―1―9）和式（5―1―10），可推导出理想缝隙天线的辐射电阻与其互补的电对称振子的辐射电阻之间关系式：（5―1―11）与之对应的辐射电导Gr,m≈0.002S。

5、和半波振子类似，理想半波缝隙天线的输入电阻也为500Ω，该值很大，所以在用同轴线给缝隙馈电时存在困难，必须采用相应的匹配措施。因此，理想半波缝隙天线的辐射电阻为（5―1―11）式可以推广到辐射阻抗，即Zr,mZr,e=(60π)2（5―1―12）还可以推广到输入阻抗，即Zin,mZin,e=(60π)2（5―1―13）式（5―1―12）和式（5―1―13）表明，任意长度的理想缝隙天线的输入阻抗、辐射阻抗均可以由与其互补的电对称振子的相应值求得。由于谐振电对称振子的输入阻抗为纯阻，因此谐振缝隙的输入电阻也为纯阻，并且其

6、谐振长度同样稍短于λ/2，且缝隙越宽，缩短程度越大。5.1.2缝隙天线最基本的缝隙天线是由开在矩形波导壁上的半波谐振缝隙构成的。由电磁场理论，对TE10波而言，如图5―1―3所示，在波导宽壁上有纵向和横向两个电流分量，横向分量的大小沿宽边呈余弦分布，中心处为零，纵向电流沿宽边呈正弦分布，中心处最大；图5―1―3TE10波内壁电流分布与缝隙配置示意图而波导窄壁上只有横向电流，且沿窄边均匀分布。如果波导壁上所开的缝隙能切割电流线，则中断的电流线将以位移电流的形式延续，缝隙因此得到激励，波导内的传输功率通过缝隙向外辐射，这

7、样的缝隙也就被称为辐射缝隙，例如图5―1―4所示的缝隙a、b、c、d、e。当缝隙与电流线平行时，不能在缝隙区内建立激励电场，这样的缝隙因得不到激励，不具有辐射能力，因而被称为非辐射缝隙，如缝隙f。缝隙g虽然与纵向电流平行，但是其旁边设置了电抗振子h，电抗振子是插入波导内部的螺钉式金属杆，由于该螺钉平行于波导内部的电场，因此被感应出的传导电流流向螺钉底部处的波导内壁而形成径向电流，于是纵缝g可以切断其中的一部分而得到激励。图5―1―4宽边上纵缝的E面方向图受激励的波导缝隙形成了开在有限金属面上的窄缝。当金属面的尺寸有限

8、时，缝隙天线的边界条件发生了变化，对偶原理不能应用，有限尺寸导电面引起的电波绕射会使得天线的辐射特性发生改变。严格的求解缝隙的辐射场需要几何绕射理论或数值求解方法。实验和计算均表明，对于开在矩形波导上的缝隙，E面（垂直于缝隙轴向和波导壁面的平面）方向图与理想缝隙天线相比有一定的畸变。对于宽边上的纵缝，由于沿E面的电尺寸对标准波导来说只有0.72