Методичка - лаб.СВЧ_Е2

Uсследуемые

фазовращатели

J/i /

h

■ 1 /

Л/2

Эталонный | I V	Осцилло­
	граф
ф а зо в р а щ а т е л ь _j
	Рис.З

необходимо, регулируя эталонным фазовращателем фазу опорного сиг­ нала, добиться минимума показаний измерительного прибора, а затем, Бращая ручку аттенюатора, увеличить глубину минимума. Указанную про­ цедуру повторить несколько раз до получения четкого минимума. В этом случае сигналы, поступающие б плечи тройника, равны по амплитуде и противофазны.

Измерение фазового сдвига производится следующим образом. При отсутствии подмагничивания поршень эталонного фазовращателя устанав­

ливается в положение в0	, соответствующее минимальному показанию
прибора измерительного усилителя. Аналогично определяются		, со­
ответствующие различным	значениям подмагничивающего тока.	Величина

фазового сдвига фазовращателя для каждого значения подмагничивающего поля определяется по формуле

	д y > < L		Ч Т		. 7 2 0 •
		1			’
где ^ g -	длина	волны	в	волноводе.
Следует	иметь	в виду,		что	при указанном методе измерения фазы

расстояние между двумя ближайшими положениями поршня эталонного фазо­ вращателя, соответствующими минимально^ показанию прибора измери­ тельного усилителя, равно половине длины волны в волноводе.

Для проведения оценки времени установления фазы выходного сиг­ нала используется уже описанная высокочастотная схема (бм .ри с.З). Сигнал с выхода детектора подается на осциллограф. Поле управления фазовращателем представляет собой сумму постоянной и переменной со­ ставляющее. Величина постоянной составляющей выбирается такой, что­ бы в пределах 45-60°-ного изменения фазы СВЧ сигнала происходило линейное изменение выходного сигнала измерительной схемы, что соот­ ветствует линейному участку зависимости фазы от величины поля управ­ ления. Постоянная составляющая создается при помощи дополнительной катушки подмагничиваник. Для того чтобы напряжение на выходе детек­ тора было пропорционально фазе исследуемого высокочастотного сигнала, величина этого сигнала должна быть много меньше величины опорного

сигнала	(практически достаточно, чтобы отношение сигналов было ^ 1 :3 ,
для чего	опорный сигнал необходимо увеличить на 10 дБ ). Кроме того,

среднее значение фазы исследуемого сигнала должно отличаться от фазы опорного сигнала на +9Э°. В этом случае линейный участок лежит в пре­ делах +30° относительно среднего значения. Соответствующая векторная диаграмме комплексных амплитуд высокочастотного поля приведена на рис.4 . Изменение фазы исследуемого сигнала практически мгновенно следует за изменением управляющего магнитного поля (в соответствии с зависимостью У’(Н') ) . Но управляющее поле и ток в катушке подмагничивания и з-за влияния контурных токов в стенках волноводов изменяют­ ся не одновременно. При использовании сплошных волноводов происходит существенное запаздывание магнитного поля по отношению.к изменению

тока. При этом происходит, йзмененке формы	напряжения на	выходе де­
тектора по отношению Я форме'^"уг^авлящегр	^	пред­

ставляет собой прямоугольные .имдогьен,' то временнбВ Иэмакэние^еэы' и пропорциональное ему напряжение' на выходе детекторНоквЙываются эк -

зонансная длина волны примерно равна удвоенной длине вибратора ре­ шетки.

Цель работы - исследование некоторых устройств, содержащих ме­ таллические сетки и резонансные периодические структуры.

Расчет коэффициентов отражения (прохождения) электромагнитных волн от плоской сетчатой поверхности. Коэффициенты отражения (про­ хождения) от сетки, состоящей из параллельных проводников, могут быть определены из решения соответствующей задачи в строгой поста­ новке ; при этом должны выполняться граничные условия на каждом из проводников (равенство нулю касательной составляющей напряженности электрического поля). Однако такой подход малопригоден, если сетка образована пересевающимися проводниками, в силу больших математичес­ ких трудностей.

Поскольку в данной работе исследуются сетки, период (расстояние между проводниками) которых значительно меньше длины волны, то воз­ можен иной подход, основанный на методе усредненных граничных усло­ вий (УГРУ)*\ Сущность этого метода заключается в том, что вместо сетчатой поверхности (р и сЛ ,а ,б ) с дискретным распределением токов рассматривается некоторая сплошная поверхность с непрерывно распре­ деленной поверхностной плотностью усредненного тока. При соответству­ ющем способе усреднения поле усредненного тока с точностью до вели­ чин порядка (а/5* )** совпадает с истинным значением на расстояниях от поверхности сетки, превышающих линейные размеры ячеек сетки. Ус­

редненные граничные условия представляют собою соотношения, связыва­ ющие касательные компоненты напряженности усредненного электрического поля в плоскости сетки с усредненной плотностью тока. Усредненная плотность тока на поверхности, совпадающей с плоскостью сетки, опре­ деляется, как обычно, через скачок касательной компоненты напряжен­ ности магнитного поля при переходе через плоскость сегки. Усреднен­ ные граничные условия для исследуемых типов сеток имеют следующий

вид:
а) сетка	из параллельных проводников				(р и с Л ,а ):
	i	„	6	Г .	'	<7гл	|
	+ L T T t n			‘	И *		\ ’	а '
*Жонторович	М.И.,	Астрами	М.И.,	Акимов В .П .,		Фогемзи Г.А. Слектрп-
динямика сетчатых		стпуктур. М.:		Радио и связь,			-	Т36 с .

б) сетка с прямоугольными ячейками (р и сЛ ,б ):

Е . - Е ' - Т Г с»

[ J . * £ s S г £ 0 “ ч Я I

(2 )

где

Е ~ и

Еи

-

касательные

компоненты напряженности электричес-

*

f

*

с *

- касательные компоненты

кого поля в плоскости сетки ; L

х

и ty

напряженности поля падающей волны поля

в плоскости сетки ;

J\ - дли­

на волны,/<- Ул/л

; j x

Y i j

-

компоненты усредненной плотности

тока

в плоскости

сетки ;

У,Э(^> -

эффективный радиус проводников:

~ н у ) >

1 я ( н ж ~ н х ) ;

-г Г

* й

-

напряженности магнитного

поля у

поверхности сетки

Н и / /

сверху и снизу

соответственно.

то VЭ(р

Вели проводники имеют круговое сечение,

- радиус про­

водников ; в случае,

когда

проводниками сетки

являются

тонкие полос­

ки шириной

d

9

г эер ~

d /Ц

С помощью приведенных УГРУ можно получить формулы для

коэффи­

циентов отражения плоской электромагнитной волны от сетки. Введем в рассмотрение единичные векторы, позволяющие разложить вектор напря­ женности отраженной волны на два, один из которых лежит в плоскости падения** ( Ь0 ), а другой ( па ) - перпендикулярен ей (р и с .2 ). Будем рассматривать Е- и Н-поляризацию падающей волны раздельно, так как это позволяет получить более простые выражения для коэффициентов отражения. Е-поляриэация соответствует случаю, когда вектор Е пада­ ющей волны лежит в плоскости падения ; при Н-поляризации вектор Н падающей волны лежит в плоскости падения. Нетрудно заметить, что произвольно поляризованную волну всегда можно разложить на Е - и Н- поляризованные волны. Отражательное действие сетки будем оценивать в общем случае четырьмя коэффициентами отражения:

к)

'Под плоскостью падения волны понимается плоскость, проходящая через нормаль к поверхности сетки, и вектор /Г , совпадающий с направлением распространения падающей волны .

споненциальными

(ри с.5 ) :

I/- U „ (l-ex p (-t / г ) ) ,

где

Т

-

постоянная

времени фазовращателя. Определяя с

помощью ос­

циллографа

времени

t t

и

Ь2 ,

где

t 2

- длительность

импульса,

в

-

время,

за

которое

сигнал

достигает

0 ,5

от своего

максималь­

ного значения, на основе трансцендентного уравнения

exp (- i1 /г ) - 0У5 ехр (- t2 /т) = 0,5

можно определить

Т

Решение этого

уравнения

приведено

в таблице.

к г

/ i i

2 ,5

3,0

3 ,5

4 ,0

4 ,5

T

f t f

2 ,9 3

2,10

1,79

1 ,6 5

1,57

t 2 / 1 1

5 ,0

6 ,0

7 ,0

10

OO

1 ,5 2

1 ,4 8

1 ,4 6

4,4 4

1 ,4 4

Проводя измерения для разрезного и‘ нераэрезного волноводов, убеядаемся в значительном уменьшении постоянной времени фазовраща­ теля» в котором используется разрезной волновод.

Список литературы

1 . Сазонов Д.М. Антенны и устройства СВЧ. М.: Высшая школа,

1930.

2 . Микаэлян А.Л. Теория и применение ферритов на сверхвысоких частотах. М.: Госэнергоиздат, 1963.

3 . Сканирующие антенные системы СВЧ. Т.3/Пер.с англ. Под ред. Г.Т.Маркова и А.Ф.Чаплина. М.: Сов.радио, 1971.

Р а б о т а 8 . Исследование рассеяния электромагнитных волн проводящими телами разной формы

Цель работы - ознакомление с методами расчета и измерения ха­ рактеристик рассеяния идеально проводящих тол.

Характеристики рассеянного поля. Ма рис Л изображено рассеияп-

I

<4

ющее тело			А, находящееся			на	большом расстоянии ъ			от передатчика С
создающего			вблизи	тела	А ноле плоской волны с				напряженностью		и
плотностью			потока мощности				Г1	В точке В	помещен приемник. В
общем случае приемник и перед£								*к разнесены в пространстве на угол
if ,	е	; Е0гр		“ напряженность				рассеянного	поля	вблизи приемника,
florp		- соответствующая				ей	плотность потока мощности. Понятно,				что
Еогр		I Погр зависят			от	формы,		размеров и материала тела А, его
ориентации			относительно		приемника и передатчика,					а также от У*	и О
				2

в I -1

^подРпод f	С	С
9 f./►.		■о
	О-

Рис. 1	Рис.2
Зависимость нормированной интенсивности поля, отраженного от
тела (или плотности потока мощности)	от углов приема	и &	при

фиксированном угле падения плоской волны называют индикатрисой рас­ сеяния и обозначают <5^, Таким образом,

( 1 )

Индикатриса рассеяния характеризует распределение интенсивнос­ ти отраженного поля в пространстве.

Помимо понятия индикатрисы рассеяния в качестве величины, ха­ рактеризующей способность тел рассеивать электромагнитное поле, в радиолокации ( и в некоторых разделах физики) широко используется по­ нятие эффективной поверхности рассеяния ОПР), иначе называемой так­ же эффективной площадью или поперечником рассеяния, которая опреде­ ляется нормированной интенсивностью отраженного поля в заданном на­ правлении.

Для пояснения понятия ЭПР заменим тело А проводящей сферой та­

кого радиуса^’ R , чтобы отраженное поле,	создаваемое ею в точке
приема fc , равнялось Е отр для тела А	(ри с.2 ) . Поскольку сфера,

как;.известно,рассеивает во всех направлениях равномерно, то можно найт^АЛотность потока мощности электромагнитного поля в точке В:

		П о т р = Р / * + 3 1 1 *				}			(2 )
где	Р - полная	мощность		г,	которую, рассеивает			изотропное	тело
(сфера). С другой стороны,				Р	определяется		мощностью падающей вол­
ны,	приходящейся на	плоскую поверхность 0				,	нормальную к потоку
П.паГ		i i =		II
		р	=	п пао е					( 3)
					1			2
	Площадь поперечного		сечения		проводящей	сферы			, соз­
								Ж R

дающей в точке приема такое же рассеянное поле, как реальный отра­

жатель, называют эффективной поверхностью рассеяния. Из (2)	и (3)
следует, что
П от р /П р ад 4 ЖЪ	(4)

Плотности потоков мощности П отр и Е!пад пропорциональны квадратам интенсивностей соответствуюцих полей, поэтому выражение для (о можно записать в виде

6% , I Е0тр/ Епад 1 - 4 л г г = I Нотр/Ямд I '

2 (5)

'f.

Последнее выражение испбльзуют при нахождении ЭПР различных

отражателей теоретическим путем. Хотя в выражениях					(4 ) и (5) 0		0
пропорциональна квадрату расстояния до отражателя,					на самом деле
O T ;!i> не «зависит, так	как	при заданной	Е пад	амплитуда		поля	Еотр
Обратно пропорциональна	ъ	(это положение справедливо,				если рас­
сеивающий объект расположен достаточно далеко от				приемной антенны
и можно считать отраженную волну около приемника				плоской).
- ^ дЧисленное .значение ЭПР характеризует			рассеивающие свойства				кон­

кретного отражателя при его определённом пространственном положении, комбинации поляризаций падающего и отраженного полей и частоты сиг-

нала. При изменении любого из этих параметров величина ЭПР может

изменяться в широких пределах. Вообще говоря, понятие ЭПР более слож­ но, нежели введенное выше, так как оно должно учитывать различие по­

ляризаций	падающего	и отраженного полей. Кроме того,	при измеренных
ЭПР надо учитывать,		что приемник реагирует не на все рассеянное поле,
а лишь на	часть его,	поляризованную в соответствии с	поляризацией

приемной антенны. Зависимость ЭПР от угла поворота отражателя назы­ вают диаграммой ЭПР.

Методы расчета характеристик рассеяния. Расчет характеристик рассеяния отражателей сводится к решению соответствующей дифракцион­ ной задачи, определению компонент рассеянного поля и дальнейшему вы­ числению (э„ и б* по формулам ( I ) и (5 ) .

Методы теории дифракции делятся на строгие и приближенные. Стро­ гие методы основаны на решении уравнений Максвелла с учетом гранич­ ных условий на поверхности рассеивающего тела. В настоящее время строгими методами решено небольшое количество задач для тел простой геометрической формы (сфера, диск, сфероид) и для тел, размеры ко­ торых малы по сравнению с длиной волны (тонкий провод).

Особенность приближенных методов состоит в том, что они "обхо­ дят" математические трудности, непреодолимые в строгой постановке при помощи некой физически обоснованной гипотезы. Любой из приближен­ ных методов применим лишь к узкому кругу задач и если в их числе есть хоть одна, решаемая строгим методом, сопоставление двух результатов двет возможность оценить оамбку. В других случаях ошибка оценивается экспериментально. Детальное описание приближенных методов можно най­

ти	в литературе	[ 5 ,2 ]	В данном описании использован	метод физичес­
кой	оптики и его	уточнение при помощи метода краевых		волн.

Метод физической оптики (приближение Кирхгофа) основан на вы­ числении полей переизлучения согласно формулам Кирхгофа. Распределе­ ние тока но поверхности тела, полученное В.А.Фоком, имеет вид

		J = J o £ ( £ ) ,	J„ = l n H 0 ] ,					е >
где	п	- нормаль к поверхности тела ;			Н0	- падающее магнитное
поле ;		/< - волновое число ; R0 -		радиус	кривизны		сечения поверхно­
сти	плоскостях' падения ;		С - расстояние до			точки	на	Поверхности
тола	от	границы ''гет-тем ь,	причем	6 > О	в сторону			тени и 6 * 0

в сторону	света.
При больших		функция С О )		быстро убывает. При боль-
тих f < 0	и при
	G f £ )	= 2	+
и с достаточной точностью		У =	2 [К Н0 ]	на освещенной части тела

и= 0 на теневой.

Таким образом, в основе метода физической оптики лежат следую­ щие допущения: падающая волна вызывает на поверхности рассеивающего тела токи, распределенные только на "освещенной" ее части, причем граница этой области определяется по правилам геометрической оптики; ток в каждой точке освещенной поверхности равен току, который был бы наведен на бесконечной плоскости, касательной к данной точке поверх­ ности ; полное рассеянное поле в направлении наблюдателя вычисляется интегрированием только по общей для передающего и приемного направ­ лений части освещенной поверхности тела. Отметим, что метод физичес­ кой оптики применим только к телам, с высокой проводимостью.

Рассмотрим		выпуклую по­
верхность	проводящего тела
(р и с.З).	Из дифференциальной
геометрии	известно,		что' в
каждой точке регулярной				по­
верхности существуют два				ор­
тогональных главных			сечения,
которым соответствует наи­
большая		и наимень­
шая К%ш 1/R % кривизны с
радиусами	R 1 и	Rz . Для
любого нормального сечения,
составляющего угол			оС	с
плоскостью первого			главного
сечения,	справедлива теоре­
ма Эйлера
	К 1 c o s			+ К г s i n г ы. ,	-	* / R #
Для точки (				) на поверхности тела,	через	которую про-

ходит нормальное сечение, справедливы соотношения:				к
--------------------------		,2. ,,г
			■	г
Так как	п 2		^ 2
C 0 S 2 ^	,= х г + у*	’	5 ^ Л 2о^ - д - г ^ г »
получим	д ; 2	V*
гг г=--------------1-		У -■
*	2/?*	2/?г	электромагнитной	волны будем
Для решения задачи о рассеянии

считать, что падающее магнитное поле представляет собой плоскую вол­ ну

	К	=	И0П, е 1к/> ,		/ > - Д - Я		,
	Вторичное магнитное поле можно рассчитать по формулам Кирхгофа
через	токи на		освещенной стороне 5			тела,	что для дальней			зоны при
Z0~~* о °		дает
		'о	J					г = %0 - г		(6)
			$
[	В направлении, обратном направлению падающей волны									),
	[п / 7 J ] ~n(z"H0)~Н0(г°п )-							- «*( г * л
			( ъ° аГ) d s = CLJC d у ш
	Тогда
и	Г	ik	и	'1к(Т^ Н	1к1^	[	ikRi		du	(?)
	К 2пг			J c		dxje
				*		У
Ток		как точки		х » 0 и	у - 0	являются		точками стационарной
фазы	и			^.7

j t *' dx - (V+ 0~\/~Цк~ ’