半波對(duì)稱陣子天線輻射特性

1、半波對(duì)稱振子天線輻射特性對(duì)稱振子是中間饋電，其兩臂由兩段等長(zhǎng)導(dǎo)線構(gòu)成的振子天線。一臂的導(dǎo)線半徑為a，長(zhǎng)度為l。兩臂之間的間隙很小，理論上可以忽略不計(jì)，所以振子的總長(zhǎng)度L=2l。對(duì)稱振子的長(zhǎng)度與波長(zhǎng)相比擬，本身已可以構(gòu)成實(shí)用天線。圖1 對(duì)稱振子對(duì)稱結(jié)構(gòu)及坐標(biāo)在計(jì)算天線的輻射場(chǎng)時(shí)，經(jīng)過(guò)實(shí)踐證實(shí)天線上的電流可以近似認(rèn)為是按正弦律分布。取圖1的坐標(biāo)，并忽略振子損耗，則其電流分布可以表示為：式中，Im為天線上波腹點(diǎn)的電流；k=w/c為相移常數(shù)、根據(jù)正弦分布的特點(diǎn)，對(duì)稱振子的末端為電流的波節(jié)點(diǎn)；電流分布關(guān)于振子的中心店對(duì)稱；超過(guò)半波長(zhǎng)就會(huì)出現(xiàn)反相電流。在分析計(jì)算對(duì)稱振子的輻射場(chǎng)時(shí)，可以把對(duì)稱振子看成是由無(wú)

2、數(shù)個(gè)電流I(z)、長(zhǎng)度為dz的電流元件串聯(lián)而成。利用線性媒介中電磁場(chǎng)的疊加原理，對(duì)稱振子的輻射場(chǎng)是這些電流元輻射場(chǎng)之矢量和。電流元I(z)dz所產(chǎn)生的輻射場(chǎng)為圖2 對(duì)稱振子輻射場(chǎng)的計(jì)算如圖2 所示，電流元I(z)所產(chǎn)生的輻射場(chǎng)為其中將上式沿振子全長(zhǎng)作積分此式說(shuō)明，對(duì)稱振子的輻射場(chǎng)仍為球面波；其極化方式仍為線極化；輻射場(chǎng)的方向性不僅與有關(guān)，也和振子的電長(zhǎng)度有關(guān)。根據(jù)方向函數(shù)的定義，對(duì)稱振子億波腹電流歸算的方向函數(shù)為上式實(shí)際上也就是對(duì)稱振子E面的方向函數(shù)；在對(duì)稱振子的H面上，方向函數(shù)與無(wú)關(guān)，其方向圖為圓。圖3 對(duì)稱振子E面方向圖圖4 對(duì)稱振子的方向系數(shù)與輻射電阻隨一臂電長(zhǎng)度變化的圖形1.2 對(duì)稱振

3、子的輸入阻抗由于對(duì)稱振子的實(shí)用性，因此必須知道它的輸入阻抗，以便與傳輸線相連。對(duì)稱振子可看作是由長(zhǎng)度為l的開路平行雙導(dǎo)線構(gòu)成的，它與傳輸線的區(qū)別及修正主要有以下兩點(diǎn)：1.平行雙導(dǎo)線的對(duì)應(yīng)線元間距離不變，結(jié)構(gòu)沿線均勻，因此特性阻抗沿線不變；二對(duì)稱振子對(duì)應(yīng)線元間的距離沿振子臂的中心到末端從小到大變化，故其特性阻抗沿臂長(zhǎng)相應(yīng)地不斷變大。對(duì)此的修正為用一平均特性阻抗來(lái)代替沿振子全長(zhǎng)不斷變化的特性阻抗。2.傳輸線為非輻射結(jié)構(gòu)，能量沿線傳輸，主要的損耗為導(dǎo)線的歐姆損耗；而對(duì)稱振子為輻射電磁波的天線，恰好可忽略歐姆損耗。對(duì)此的修正為對(duì)稱振子的輻射功率看作是一種電阻損耗，均勻分布在等效傳輸線上，并由此計(jì)算其衰減常數(shù)。經(jīng)過(guò)這兩點(diǎn)修正以后，對(duì)稱振子最終可以等效成具有一平均特性阻抗的又耗傳輸線。對(duì)稱振子平均阻抗的求法，設(shè)均勻雙線的導(dǎo)線半徑為a，雙線軸線間的距離為D，則均勻雙線的特性阻抗為由此，對(duì)稱振子對(duì)應(yīng)線元dz所對(duì)應(yīng)的特性阻抗為120/n(dz/a)，它隨z而變，對(duì)稱振子的平均特性阻抗為由上式可知，振子