книги / Микрополосковые излучающие и резонансные устройства

определяемой для этого же излучателя по критерию входного КСВН (kCT^ 2) при функционировании ЭИ в одномодовом режиме на од­ ном из колебаний, возбуждаемых для получения круговой поляри­ зации. Таким образом, частотные полосы ПА круговой поляризации с одноточечной запиткой, определяемые по критерию падения эл­ липтичности излучения, весьма ограничены.

Рнс. 58. Полосковые излучатели круговой поляризации на основе квадратиого ПЭ (рис. 57) с двумя ортогональными колебаниями ТМ10 и ТМ01, поляризованны­

ми вдоль осей Ох и Оу

Очевидно, существует бесконечное число излучателей как одно­ связной, так и многосвязной форм с четырьмя, осями симметрии, получающимися друг из друга последовательными поворотами на 45° в плоскости антенны, и одним из простейших таких излучателей является квадратный элемент.

На рис. 58 и 59 показано восемь возможных модификаций квад­ ратного ЭИ с одноточечным возбуждением, предназначенных для

Рис. 59. Полосковые излучатели круговой поляризации на основе квадратного или квазиквадратиого ПЭ с двумя ортогональными диагонально поляризованным»

колебаниями

получения круговой поляризации излучения. Приведенные вариан­ ты отличаются между собой положениями точек возбуждения, спо­ собами запитки (МПЛ или коаксиальным фидером) и введения асим­ метрии для снятия вырождения возбуждаемых колебаний.

На рис. 58 в качестве неходкой конфигурации для получения круговой поляризации принят квадратный ЭИ с диагональной за­ питкой (рис. 58, а). В этом случае выделенными ортогональными на­ правлениями являются направления осей Ох и Оу, а в резонаторной

полости ЭИ одновременно возбуждаются два вырожденных равноамплитудных ТМи- и ГМ01-колебания. В предположении идеаль­ ных магнитных стенок на боковых поверхностях ЭИ запишем полное электрическое поле в резонаторной полости, равное сумме полей этих колебаний,

Излучаемое поле в направлении, перпендикулярном плоскости TIA, линейно' поляризованно с вектором электрического поля, ориентированным в плоскости, проходящей через центр ЭИ и точ­ ку возбуждения. Круговая поляризация получается за счет асим­ метрии возбуждения одного или обоих колебаний.

В ЭИ, показанном на рис. 58, б, круговая поляризация получа­ ется простым изменением размеров элемента. Собственные частоты ТМ10- и 77И01-колебаний такого ЭИ

Отсюда 6/L л/ Q“ \ следовательно, необходимое изменение фор* мы квадратного ЭИ весьма мало.

В ЭИ, представленных на рис. 58, в—д, вырождения достигаю­ тся соответственно с помощью горизонтальной щели, двух прорезей на краях излучателя и короткозамыкающегося штыря, располо­ женного в резонаторной полости ПА. Если ширина щели и проре­ зей достаточно мала, то влиянием этих неоднородностей на резонанс­ ные частоты ТМ10-мод можно пренебречь. В то же время данные неоднородности снижают резонансные частоты 7УИ01-колебаний соответствующих квадратных ЭИ, и при правильном выборе длин неоднородностей поле излучения имеет круговую поляризацию. В ЭИ, показанном на рис. 58, д, индуктивный короткозамыкающий штырь, расположенный на оси симметрии ЭИ, где электрическое поле Т7И1(>-моды равно нулю, не изменяет резонансной частоты этой моды, но увеличивает собственную частоту 771401-колебания. Соот­ ветствующим выбором местоположения штыря можно получить тре­ буемые условия для формирования излучения круговой поляри­ зации.

В приведенных рассуждениях не учитывалось влияние вводимых неоднородностей на узел возбуждения ЭИ и влияние узла возбужде­ ния на резонансные частоты. Для получения высокой эллиптичности излучения может потребоваться небольшое смещение точки запит­ ки с диагонали ЭИ с целью выравнивания амплитуд возбуждаемых колебаний. Для неоднородностей типа щелей, прорезей, выступов не существует простых формул, позволяющих определить их пра­ вильные размеры и конфигурации (вследствие отсутствия «гладкос-

ти» в таких возмущениях). Поэтому корректный выбор неоднород­ ностей производится экспериментально, например, исходя из эк­ вивалентной схемы излучателя и его добротности или с помощыокруговых диаграмм для полных входных сопротивлений. Влияние короткозамыкаЕощего штыря на резонансные частоты ТМ01- и ТМ10- колебаний можно оценить аналитически [38; 41J.

Существует большое число способов введения неоднородностей в форму или резонаторную полость излучателя для получения кру­ говой поляризации. Например, если в элементе, показанном на рис. 58, г, одновременно увеличивать ширину и уменьшать длину прорезей, собственные частоты обоих (ТМ01 и 77И10) колебаний увеличатся. При сохранении соответствующей постоянной разности этих частот ЭИ будет излучать поле круговой поляризации на соот­ ветствующих средних частотах*- Продолжая процесс деформации «прорезей» дальше, в пределе можно получить ЭИ, показанный на рис. 58, 6.

Нетрудно определить направления вращения векторов полей излучения в пространстве. Очевидно, что излучатели, изображенные иа рис. 58, б, д, имеют правовращающиеся поля излучения (г. е. вращения векторов полей происходят по часовой стрелке, если смотреть вслед уходящей волне), а ЭИ, показанные на рис. 58, в, г — левовращающиеся поля излучения. Используя зависимость (3.93). можно показать, что коэффициент эллиптичности поля пространст­ венного излучения квадратного ЭИ круговой поляризации, функци­ онирующего в двухмодовом режиме с равноамплитудными ТМ1й- и TMoi-колебаниямй, в диагональных плоскостях меняется по закону cos2 0, а в главных плоскостях зависит от диэлектрической прони­ цаемости подложки. Уменьшение коэффициента эллиптичности в главных плоскостях происходит всегда медленнее, чем cos2 0, и выбором а, р подложки можно добиться высокой эллиптичности из­ лучаемого поля в этих плоскостях в широком интервале углов 0 .

Аналогичные рассуждения можно провести и для излучателей, показанных на рис. 59. Рассматриваемыми колебаниями являются дипольные моды с нулевыми электрическими полями на диагона­ лях элементов. Данные моды можно получить, рассматривая элек­

т. е. в виде суммы двух равноамплитудных (вырожденных) «диаго­ нальных» мод. Последние получаются возбуждением квадратного ЭИ в диагональных точках. Векторы полей излучения диагональных

щелей Nt и гармоник М в ядре интегрального уравнения (4.1) содер­ жатся в литературе [34J.

На рис. 61, а, б построены зависимости замедлений четной и не­ четной волн от соотношения s/A0, т. е. расстояния между ребрами соседних слоев металла. Несмотря на идентичность геометрии

с разной проницаемостью в, = 2,32 и е2= 10. Таким-образом, свя­

Рис. 61. Зависимость замедления четных (сплошные) и нечетных (штриховые) волн связанных НЩЛ от соотношения s/A0:

а « вДо — 0,б; ЫА* = 2; 6 — а/Х„ = 0.5; 6Д, » tj в = аД# — 0,36, Ык « I

весьма широких пределах. Полученные результаты моделирования НЩЛ разнообразной конструкции используют при расчете БЭ эл­ липтического фильтра СВЧ. Его звено образовано отрезками НЩЛ, связанными по вертикали. Вследствие отличия фазовый скоростей четной и нечетной волн амплитудно-частотная характеристика (АЧХ) имеет дополнительный полюс затухания, т. е. можно увели­

Результату исследований эллиптических фильтров СВЧ на свя­ занных НЩЛ приведены в работе 134]. Рассмотрим расчет звена на связанных НЩЛ следующей конструкции. Пусть звено состоит из отрезков связанных НЩЛ, которые закорочены друг на друга на одном конце (г = /), а на другом конце (.г = 0) нагружены на со­

= 2,32; Ь2 = б* = 1 мм; bz = 2 мм) имеет всепропускающую харак-

теристику при ve s t i , . В противном случае (и, ф н0) оно реали­ зует АЧХ полосно-з'апирающего типа. Расчеты, выполненные на основе математического аппарата для длинных линий, показали, что величину минимума затухания между полюсами АЧХ можно изменить подбором соотношения фазовых скоростей четной и нечет­ ной волн в связанных НЩЛ. Например, увеличивая разность между фазовыми скоростями ve и v0, можно получить величину минимума

Рис. 62. Конструкция меандрового фильтрирукдцего звена на связанны» НЩЛ (а) и его АЧХ (б)

Рис. 63. Скачкообразные ключевые неоднородности на НЩЛ:

до 22 дБ (рис. 62, б). Таким образом, подбирая геометрию связанных ЛП, можно эффективно формировать АЧХ с необходимыми парамет­ рами. Следует отметить, что эллиптический фильтр на основе ИЩЛ имеет малые габаритные размеры, что является важным преиму­

ществом.

Скачкообразные неоднородности в НЩЛ. Теоретический и прак­ тический интерес к исследованию скачкообразных неоднороднос­ тей в НЩЛ вызван прежде всего тем фактором, что ЛП (рис. 63, а) схожа по свойствам с симметричной щелевой и полосковой линиями соответственно, что позволяет предположить и о большем разнообра­ зии физических свойств скачкообразных неоднородностей в НЩЛ.

Для расчета матрицы рассеяния применяют метод проекционно­ го сшивания полей в плоскости стыка двух ЛП [7]. Электромагнит­ ное поле слева и справа от неоднородности представим в виде супер­ позиции падающей, отраженных и прошедших волн соответственно. Приравняв тангенциальные плоскости стыка компонентов элек­ трического и магнитного полей и применив к полученным соотно­ шениям метод Галеркина, получим бесконечную систему неодно­ родных алгебраических уравнений относительно неизвестных коэф­ фициентов, имеющих смысл элементов матрицы рассеяния. Решить эту систему можно методом Гаусса при ограничении числа собст­ венных волн. В качестве объекта выберем такую экранированную НЩЛ, высшие волны которой в исследуемом диапазоне частот на­ ходятся глубоко в отсечке. Это позволяет ограничиться учетом лишь основной волны при расчете модулей элементов матрицы рассея­

ния I S ||.

Разработанная программа расчета матрицы рассеяния || 5 1| одиночной скачкообразной неоднородности в одномодовом прибли­ жении позволила провести электродинамическое моделирование резонаторов на НЩЛ и их каскадных соединений. На рис. 63, б—г изображены исследуемые резонаторы и их амплитудно-частотные характеристики. Для объяснения расчетных данных применим ме­ тод многократных отражений, согласно которому коэффициент пе­ редачи резонатора выражается через параметры каждого БЭ сле­ дующим образом:

Т *= Т - ^ Г р { i/ifl/o j/ll ——^ 1/? а е х р ( — I'2/IQ/ Q}], (4 -2 )

где h0— постоянная распространения основной волны НЩЛ в ре­ зонаторе; 71/, R/ (j = 1, 2) — коэффициенты передачи и отражения.

Из уравнения (4.2) и рис. 63 следует, что резонанс наблюдается в резонаторах, длина которых кратна половине длины волны НЩЛ на центральной частоте /0. Ширина полосы пропускания Д/ опреде­ ляется нагруженной добротностью НЩЛ, т. е. коэффициентом отра­ жения каждой неоднородности, и может составлять от нескольких единиц до десятков процентов от центральной частоты /0. Более узкая полоса пропускания характерна для моделей, где резонатор

удается выяснить некоторые детали общего физического плана, то это, во-первых, само по себе представляет интерес, а во-вторых, позволяет приступить к созданию более общей теории и алгорит­ мов ее численной реализации на основе полученных данных.

Однрволиовой режим функционирования БЭ или функциональ­ ного узла позволяет ввести волновое сопротивление W данного типа регулярной ЛП. Использование волнового сопротивления осо­ бенно в сложных электродинамических конструкциях с одновре­ менным применением в устройстве нескольких типов ЛП (как, на­ пример, в ОИС СВЧ и КВЧ) может быть весьма полезным. Более или менее строгий расчет W представляет собой непростую задачу, которую можно решить лишь численным или, в лучшем случае, численно-аналитическим методами. В ряде случаев (например, как принято говорить, для инженерных расчетов) предпочтительнее иметь менее точное, но «обозримое» выражение для W Рассмотрим формулу, полученную методом конформного отображения, однако ее структура оказалась столь удачной, что в нее можно подставлять данные строгих электродинамических расчетов для постоянной

Структура формулы (4.3) имеет много общего с соответствующей формулой для W металлодиэлектрических полосково-щелевых ЛП [32].

Величина, обратная корню квадратному в зависимости (4.3), умноженному на п, является статической погонной емкостью РДЛ. Значения W, полученные из формулы (4.3), в которую подставляют­ ся точные (динамические) значения замедления h/k, оказываются достаточно хорошими по отношению к экспериментальным данным (резонансный метод) для широкого набора геометрических парамет­ ров и 8.

«Скачок» высоты ребра. После нахождения волнового сопротив­ ления основываясь на априорных соображениях о характере поведения рабочей волны РДЛ у простейшей неоднородности (см. рис. 60, а), можно определить коэффициент отражения R от стыка двух РДЛ с разной высотой ребер. При этом предполагается, что преобразованием падающей волны в волны высшего типа и волны

Зависимость замедления от соотношения sja показана на рис. 65, а. Кривая для d/a = 0,3 изображена сплошной линией. Именно при таком значении параметра dfa построены кривые для коэффициента отражения R (рис. 65, б). Эти кривые имеют следую­

от обрыва обеих РДЛ может быть почти полным. Разумеется, при этом следует учитывать долю энергии, распространяющейся в слое и промежутке между ребрами.

Резонатор на симметричной РДЛ. Построенная выше теория РДЛ, введенное понятие ее волнового сопротивления (на основной волне) и результаты по скачку высоты ребра, рассмотренные выше, позволяют с известной долей уверенности приступить к моделиро­ ванию БЭ на РДЛ, которые можно образовать каскадным соедине­ нием ключевых неоднородностей типа «скачка» высоты ребра (см. рис. 64, а, б). Простейшими представителями этого класса БЭ яв-