对称振子天线分析课件.ppt

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1、8.1 对称振子天线8.2 阵列天线8.3 直立振子天线与水平振子天线8.4 引向天线与电视天线8.5 移动通信基站天线8.6 螺旋天线8.7 行波天线8.8 宽频带天线8.9 缝隙天线8.10 微带天线8.11 智能天线,第8章 线天线,返回主目录,第8章 线天线,8.1 对称振子天线 对称振子天线是由两根粗细和长度都相同的导线构成,中间为两个馈电端，如图 8-1 所示。这是一种应用广泛且结构简单的基本线天线。假如天线上的电流分布是已知的,则由电基本振子的辐射场沿整个导线积分，便得对称振子天线的辐射场。然而,即使振子是由理想导体构成,要精确求解这种几何结构简单、直径为有限值的天线上的电流分布

2、仍然是很困难的。实际上,细振子天线可看成是开路传输线逐渐张开而成,如图 8-2 所示。当导线无限细时（l/a,a为导线半径）,张开导线如图 8-2(c)所示,其电流分布与无耗开路传输,图 8-1 细振子的辐射,图 8 2 开路传输线与对称振子,令振子沿z轴放置（图 8-1）,其上的电流分布为 I(z)=Imsin(h-|z|),式中,为相移常数,=k=在距中心点为z处取电流元段dz,则它对远区场的贡献为,选取振子的中心与球坐标系的原点重合,上式中的r与从原点算起的r稍有不同。在远区,由于rh,参照图 8-1,则r与r的关系为 r=(r2+z2-2rzcos)1/2r-zcos,式（8-1-3）

3、代入式（8-1-2）,同时令,则细振子天线的辐射场为,式中,|F()|是对称振子的E面方向函数,它描述了归一化远区场|E|随角的变化情况。图 8-3 分别画出了四种不同电长度（相对于工作波长的长度）:和2的对称振子天线的归一化E面方向图,其中 和 的对称振子分别为半波对称振子和全波对称振子,最常用的是半波对称振子。由方向图可见,当电长度趋近于3/2时,天线的最大辐射方向将偏离90,而当电长度趋近于2时,在=90平面内就没有辐射了。由于|F()|不依赖于,所以H面的方向图为圆。根据式（6-3-7）,对称振子的辐射功率为,图 8 3 对称振子天线的归一化E面方向图,化简后得,将式（8-1-6）代入

4、式（6-3-10）得对称振子的辐射电阻为,图 8-4 给出了对称振子的辐射电阻R随其臂的电长度h/的变化曲线。,图 8-4 对称振子的辐射电阻与h/的关系曲线,1.半波振子的辐射电阻及方向性 半波振子广泛地应用于短波和超短波波段,它既可作为独立天线使用,也可作为天线阵的阵元。在微波波段,还可用作抛物面天线的馈源（这将在第9章介绍）。将h=2h/=/2代入式（8-1-5）即得半波振子的E面方向图函数为,该函数在=90处具有最大值（为1）,而在=0与=180处为零,相应的方向图如图 8-3 所示。将上式代入式（8-1-7）得半波振子的辐射电阻为,R=73.1()将F()代入式（6-3-8）得半波振

5、子的方向函数:D=1.64(8-1-11),方向图的主瓣宽度等于方程:,0180的两个解之间的夹角,由此可得其主瓣宽度为78。因而,半波振子的方向性比电基本振子的方向性（方向系数1.5,主瓣宽度为90）稍强一些。,2.振子天线的输入阻抗 前面讲过对称振子天线可看作是由开路传输线张开180后构成。因此可借助传输线的阻抗公式来计算对称振子的输入阻抗,但必须作如下两点修正。1)特性阻抗 由传输线理论知,均匀双导线传输线的特性阻抗沿线不变,在式（1-1-16）中取r=1，则有 式中,D为两导线间距；a为导线半径。而对称振子两臂上对应元之间的距离是可调的（如图8-5）,设对应元之间的距离为2z,则对称振

6、子在z处的特性阻抗为,图 8 5 对称振子特性阻抗的计算,式中,a为对称振子的半径。将Z0(z)沿z轴取平均值即得对称振子的平均特性阻抗:,式中,2为对称振子馈电端的间隙。可见,随h/a变化而变化,在h一定时,a越大,则 越小。2)对称振子上的输入阻抗 双线传输线几乎没有辐射,而对称振子是一种辐射器,它相当于具有损耗的传输线。根据传输线理论,长度为h的有耗线的输入阻抗为,式中,Z0为有耗线的特性阻抗,以式（8-1-14）的0来计算;和分别为对称振子上等效衰减常数和相移常数。(1)对称振子上的等效衰减常数 由传输线的理论知,有耗传输线的衰减常数为,式中,R1为传输线的单位长度电阻。对于对称振子而

7、言,损耗是由辐射造成的,所以对称振子的单位长度电阻即是其单位长度的辐射电阻,记为R1,根据沿线的电流分布I(z),可求出整个对称振子的等效损耗功率为,对称振子的辐射功率为,因为PL就是P,即PL=P,故有,对称振子的沿线电流分布为,将上式代入式（8-1-19）得,用式（8-1-14）中的0和上式中的R1分别取代式（8-1-16）中的Z0和R1,即可得出对称振子上的等效衰减常数。(2）对称振子的相移常数 由传输线理论可知,有耗传输线的相移常数为,式中,R1和L1分别是对称振子单位长度的电阻和电感。导线半径a越大,L1越小,相移常数和自由空间的波数k=2/相差就越大,令n1=/k,由于一般情况下L

8、1的计算非常复杂,因此n1通常由实验确定。,在不同的h/a值情况下,n1=/k与h/的关系曲线如图8-6 所示。式（8-1-22）和图 8-6都表明,对称振子上的相移常数大于自由空间的波数k,亦即对称振子上的波长短于自由空间波长,这是一种波长缩短现象,故称n1为波长缩短系数。式中,和a分别为自由空间和对称振子上的波长。造成上述波长缩短现象的主要原因有:对称振子辐射引起振子电流衰减,使振子电流相速减小,相移常数大于自由空间的波数k,致使波长缩短;,图 8 6 n1=/k与h/的关系曲线,由于振子导体有一定半径,末端分布电容增大（称为末端效应）,末端电流实际不为零,这等效于振子长度增加,因而造成波

9、长缩短。振子导体越粗,末端效应越显著,波长缩短越严重。图 8-7 是按式（8-1-15）由MATLAB画出的对称振子的输入电阻Rin和输入电抗Xin曲线,曲线的参变量是对称振子的平均特性阻抗。由图 8-7 可以得到下列结论:对称振子的平均特性阻抗 越低,Rin和Xin随频率的变化越平缓,其频率特性越好。,图 8-7对称振子的输入阻抗与h/的关系曲线,所以欲展宽对称振子的工作频带,常常采用加粗振子直径的办法。如短波波段使用的笼形振子天线就是基于这一原理。h/0.25时,对称振子处于串联谐振状态,而h/0.5时,对称振子处于并联谐振状态,无论是串联谐振还是并联谐振,对称振子的输入阻抗都为纯电阻。但

10、在串联谐振点（即h=/4n1）附近,输入电阻随频率变化平缓,且Rin=R=73.1。这就是说,当h=/4n1 时,对称振子的输入阻抗是一个不大的纯电阻,且具有较好的频率特性,也有利于同馈线的匹配,这是半波振子被广泛采用的一个重要原因。而在并联谐振点附近,Rin=,这是一个高阻抗,且输入阻抗随频率变化剧烈,频率特性不好。按式（8-1-15）计算对称振子的输入阻抗很繁琐,对于半波振子,在工程上可按下式作近似计算:,例 8-1设对称振子的长度为2h=1.2(m),半径a=10(mm),工作频率为f=120(MHz),试近似计算其输入阻抗。解:对称振子的工作波长为,所以,查图 8-4 得 R=65()

11、由式(8-1-14)得对称振子的平均特性阻抗为,由h/a=60查图 8-6 得 n1=1.04因而相移常数为,将以上R、及一并代入输入阻抗公式，即,8.2 阵列天线,1.二元阵 设天线阵是由间距为d并沿x轴排列的两个相同的天线元所组成,如图 8-8 所示。假设天线元由振幅相等的电流所激励,但天线元2的电流相位超前天线元1的角度为,它们的远区电场是沿方向的,于是有,E1=EmF(,),E2=EmF(,)e j,图8-8 二元阵的辐射,式中,F(,)是各天线元本身的方向图函数；Em是电场强度振幅。将上面两式相加得二元阵的辐射场为 E=E1+E2=EmF(,),由于观察点通常离天线相当远,故可认为自

12、天线元“1”和“2”至点M的两射线平行,所以r2与r1的关系可写成 r2=r1dsincos同时考虑到,将式（8-2-4）和（8-2-5）代入式（8-2-3）得,式中:,所以,二元阵辐射场的电场强度模值为,式中,|F(,)|称为元因子 称为阵因子。,元因子表示组成天线阵的单个辐射元的方向图函数,其值仅取决于天线元本身的类型和尺寸。它体现了天线元的方向性对天线阵方向性的影响。阵因子表示各向同性元所组成的天线阵的方向性,其值取决于天线阵的排列方式及其天线元上激励电流的相对振幅和相位,与天线元本身的类型和尺寸无关。由式（8-2-8）可以得到如下结论:在各天线元为相似元的条件下,天线阵的方向图函数是单

13、元因子与阵因子之积。这个特性称为方向图乘积定理。如果天线阵由两个沿x轴排列且平行于z轴放置的半波振子所组成,只要将元因子即半波振子的方向函数代入式（8-2-8），即可得到二元阵的电场强度模值:,令=0,即得二元阵的E面方向图函数:,在式（8-2-9）中令=/2，得到二元阵的H面方向图函数:,可见,二元阵的E面和H面的方向图函数与单个半波振子是不同的,特别在H面,由于单个半波振子无方向性,天线阵H面方向函数完全取决于阵因子。例 8-2画出两个沿x方向排列间距为/2且平行于z轴放置的振子天线在等幅同相激励时的H面方向图。解:由题意知,d=/2,=0,将其代入式（8-2-11）,H面方向图得到二元阵

14、的H面方向图函数为,根据式（8-2-12）画出H面方向图如图 8-9 所示。由图 8-9 可见,最大辐射方向在垂直于天线阵轴（即=/2）方向。这种最大辐射方向在垂直于阵轴方向的天线阵称为边射式直线阵。这是由于在垂直于天线阵轴（即=/2）方向,两个振子的电场正好同相相加,而在=0和=方向上,由天线元的间距所引入的波程差为/2,相应的相位差为180,致使两个振子的电场相互抵消,因而在=0和=方向上辐射场为零。例 8-3画出两个沿x方向排列间距为/2 且平行于z轴放置的振子天线在等幅反相激励时的H面方向图。,图 8 9 等幅同相二元阵(边射阵),解:由题意知,d=/2,=,将其代入式（8-2-11）

15、,得到二元阵的H面方向图函数为,根据式（8-2-13）画出H面方向图如图 8-10 所示。可见方向图也呈“8”字形,但最大辐射方向在天线阵轴线方向（这种最大辐射方向在阵轴线方向的天线阵称为端射式直线阵）。与图 8-9 比较,它们的最大辐射方向和零辐射方向正好互相交换。,图 8 10 等幅反相二元阵(端射阵),这是因为在垂直于天线阵轴（即=/2）方向,两个振子的电流反相,且不存在波程差,故它们的电场反相抵消,而在=0和=方向上,由天线元的间距所引入的波程差所产生的相位差正好被电流相位差所补偿,因而在=0和=方向上两个振子的电场就同相相加了。例8-4画出两个平行于z轴放置且沿x方向排列的半波振子,

16、在d=/4、=/2时的H面和E面方向图。解:将d=/4、=/2 代入式（8-2-11），得到H面方向图函数为,H面方向图如图 8-11 所示。由图 8-11 可见,在=0 时辐射最大,而在=时辐射为零,方向图的最大辐射方向沿着阵的轴线（这也是端射阵）。请读者自己分析其原因。将d=/4、=/2代入式（8-2-10），得到E面方向图函数为,显然,E面的阵方向图函数必须考虑单个振子的方向性。图 8-12 示出了利用方向图乘积定理得出的E面方向图。,图 8 11 天线阵的H面方向图,由图 8-12 可见,单个振子的零值方向在=0和=180 处,阵因子的零值在=270处,所以,阵方向图共有三个零值方向,

17、即=0、=180、=270,阵方向图包含了一个主瓣和两个旁瓣。例 8-5由三个间距为/2的各向同性元组成的三元阵,各元激励的相位相同,振幅为121,试讨论这个三元阵的方向图。解:这个三元阵可等效为由两个间距为/2的二元阵组成的二元阵,如图 8-13 所示。这样,元因子和阵因子均是一个二元阵,元因子、阵因子均由式（8-2-12）给出。根据方向图乘积定理，可得三元阵的H面方向图函数为,图8-13 三元二项式阵,方向图如图 8-14 所示。将其与二元阵的方向图比较,显然三元边射阵的方向图较尖锐,即方向性强些,但两者的方向图均无旁瓣。上述三元阵是天线阵的一种特殊情况,即这种天线阵没有旁瓣,称为二项式阵

18、。在N元二项式阵中,天线元上电流振幅是按二项式展开的系数Nn分布的,其中n=0,1,N1。,图 8 14 三元二项式阵的H面方向图,2.均匀直线阵 均匀直线阵是等间距、各阵元电流的幅度相等（等幅分布）而相位依次等量递增或递减的直线阵,如图 8-15 所示。N个天线元沿x轴排成一行,且各阵元间距相等、相邻阵元之间相位差为。因为天线元的类型与排列方式相同,所以天线阵方向图函数依据方向图乘积定理,等于元因子与阵因子的乘积。这里,我们主要讨论阵因子。类似二元阵的分析,可得N元均匀直线阵的辐射场:,图 8 15 均匀直线阵,在上式中令=/2,得到H平面方向图函数即阵因子方向函数为,式中,=kdcos+(

19、8-2-19)式（8-2-18）右边的多项式是一等比级数,其和为,上式就是均匀直线阵的归一化阵因子的一般表示式。图 8-16 是五元阵的归一化阵因子图。,图 8 16 五元阵的归一化阵因子图,从图 8-16 可得出以下几个重要的结论。1）主瓣方向 均匀直线阵的最大值发生在=0 或kdcosm+=0 时,由此得出 cosm=这里,有两种特殊情况尤为重要。(1)边射阵 最大辐射方向在垂直于阵轴方向上,即m=/2,由式（8-2-21）得=0,也就是说,在垂直于阵轴方向上,各元到观察点没有波程差,所以各元电流不需要有相位差,如例 8-2 的情况。,(2)端射阵 最大辐射方向在阵轴方向上,即m=0 或,

20、由式（8-2-21）得=kd(m=0)或=kd(m=),也就是说,阵的各元电流沿阵轴方向依次滞后kd,如例 8-3 的情况。可见,直线阵相邻元电流相位差的变化,引起方向图最大辐射方向的相应变化。如果随时间按一定规律重复变化,最大辐射方向连同整个方向图就能在一定空域内往返运动,即实现方向图扫描。这种通过改变相邻元电流相位差实现方向图扫描的天线阵,称为相控阵。2）零辐射方向 阵方向图的零点发生在|A()|=0 或,处。显然,边射阵与端射阵相应的以表示的零点方位是不同的。3）主瓣宽度 当N很大时,头两个零点之间的主瓣宽度可近似确定。令01表示第一个零点,实际就是令式（8-2-22）中的m=1,则 0

21、1=2/N。(1)边射阵（=0,m=/2）设第一个零点发生在01处,则头两个零点之间的主瓣宽度为 2=2(01m),cos01=cos(m+)=因而有 sin=所以 2=2arcsin当Nd时,主瓣宽度为 2,式（8-2-23）是一个有实用意义的近似计算式。它表示了很长的均匀边射阵的主瓣宽度（以弧度计）近似等于以波长量度的阵长度的倒数的两倍。,(2)端射阵（=kd,m=0）设第一个零点发生在01及01=kd(cos011)处，则 当很小时,cos,所以端射阵的主瓣宽度为 显然,均匀端射阵的主瓣宽度大于同样长度的均匀边射阵的主瓣宽度。,显然,均匀端射阵的主瓣宽度大于同样长度的均匀边射阵的主瓣宽度

22、。(3)旁瓣方位 旁瓣是次极大值,它们发生在,处，即,第一旁瓣发生在m=1 即=3/N方向。(4)第一旁瓣电平 当N较大时有,若以对数表示,多元均匀直线阵的第一旁瓣电平为,当N很大时,此值几乎与N无关。也就是说,对于均匀直线阵,当第一旁瓣电平达到13.5 dB后,即使再增加天线元数,也不能降低旁瓣电平。因此,在直线阵方向图中,降低第一旁瓣电平的一种途径是使天线阵中各元上的电流按锥形分布,也就是使位于天线阵中部的天线元上的激励振幅比两端的天线元的要大。下面将举例说明这种阵列。例 8-6间距为/2的十二元均匀直线阵(图 8-17):,图 8 17 十二元均匀直线阵归一化阵方向图,求归一化阵方向函数

23、;求边射阵的主瓣零功率波瓣宽度和第一旁瓣电平,并画出方向图;此天线阵为端射阵时,求主瓣的零功率波瓣宽度和第一旁瓣电平,并画出方向图。解:十二元均匀直线阵函数为|A()|=其中：=kdcos+,其第一零点发生在=,将阵间距d=/2代入上式得=cos+对于边射阵,=0,所以,=cos。第一零点的位置为,第一旁瓣电平为 20 lg 0.212=13.5 dB方向图如图 8-18 所示。,图 8 18 十二元均匀边射阵方向图,对于端射阵,=,所以,=cos。第一零点的位置为 cos01-=主瓣零功率波瓣宽度为 2=68第一旁瓣电平为 20lg0.212=13.5dB方向图如图 8-19 所示。可见,十

24、二元均匀直线阵的第一旁瓣电平（13.5dB）比五元均匀直线阵的第一旁瓣电平（12dB）仅降低了1.5dB。,图 8 19 十二元均匀端射阵方向图,例 8-7五元边射阵,天线元间距为/2,各元电流按三角形分布，其比值为12321,确定阵因子和归一化方向图,并将第一旁瓣电平与均匀五元阵相比较。解:五元锥形阵的归一化阵因子为:,上式中,=kd cos+,而=0,d=/2,所以,由式（8-2-27）知,五元锥形阵的主瓣发生在=0即m=/2处,旁瓣发生在 即=0、处，此时|A()|=1/9,其第一旁瓣电平为 19.2dB,而图8-16五元均匀边射阵的第一旁瓣电平为12dB,显然不均匀分布直线阵旁瓣电平降

25、低了,但主瓣宽度却增加了。其方向图可借助MATLAB 画出(如图 8-20 所示)。在天线系统中,降低旁瓣电平具有实际意义,然而天线阵的主瓣宽度和旁瓣电平是既相互依赖又相互对立的一对矛盾。,图 8 20 非均匀五元阵归一化阵因子方向图,天线阵方向图的主瓣宽度小,则旁瓣电平就高；反之,主瓣宽度大,则旁瓣电平就低。均匀直线阵的主瓣很窄,但旁瓣数目多、电平高;二项式直线阵的主瓣很宽,旁瓣就消失了。对发射天线来说,天线方向图的旁瓣是朝不希望的区域发射,从而分散了天线的辐射能量;而对接收天线来说，从不希望的区域接收,就要降低接收信噪比,因此它是有害的。但旁瓣又起到了压缩主瓣宽度的作用,从这点来说,旁瓣似

26、乎又是有益的。实际上,只要旁瓣电平低于给定的电平,旁瓣是允许存在的。能在主瓣宽度和旁瓣电平间进行最优折中的是道尔夫切比雪夫分布阵。这种天线阵在满足给定旁瓣电平的条件下,主瓣宽度最窄。道尔夫切比雪夫分布阵具有等旁瓣的特点,其数学表达式是切比雪夫多项式。道尔夫切比雪夫分布边射阵是最优边射阵,它所产生的方向图是最优方向图。,8.3 直立振子天线与水平振子天线,1.直立振子天线 垂直于地面或导电平面架设的天线称为直立振子天线,它广泛地应用于长、中、短波及超短波波段。假设地面可视为理想导体,则地面的影响可用天线的镜像来替代,如图8-21(a)、(c)所示,单极天线可等效为一对称振子(图 8-21(b),

27、对称振子可等效为一二元阵(图 8-21(d)。但应指出的是此等效只是在地面或导体的上半空间成立。下面主要分析单极天线的电特性。1)单极天线的辐射场及其方向图 在理想导电平面上的单极天线的辐射场,可直接应用自由空间对称振子的公式进行计算,即,图 8 21 直立天线及其等效分析,式中，=k=；Im为波腹点电流,工程上常采用输入电流表示。波腹点电流与输入点电流I0的关系为:I0=Imsink(h-0)=I0,架设在地面上的线天线的两个主平面方向图一般用水平平面和铅垂平面来表示,当仰角及距离r为常数时电场强度随方位角的变化曲线即为水平面方向图;当方位角及距离r为常数时电场强度随仰角的变化曲线即为铅垂面

28、方向图。,参看图 8-21(b)将=90及式（8-3-2）都代入式（8-3-1）得架设在理想导电平面上的单极天线的方向函数:由上式可见,单极天线水平面方向图仍然为圆。图 8-22 给出了四种不同的h/的铅垂平面方向图。由图 8-22 可见,当 逐渐增大时,波瓣变尖;当 0.5时,出现旁瓣;当 继续增大时,由于天线上反相电流的作用,沿=0方向上的辐射减弱。因此实际中一般取 为0.53左右。,图8-22 单极天线铅垂平面方向图（a),当然,实际上大地为非理想导电体。也就是说,实际架设在地面上的单极天线方向图与上述方向图有些差别,主要是因为架设在地面上单极天线辐射的电磁场以地面波方式传播。因此准确计

29、算单极天线的远区场应考虑地面的影响,也就是应按地波传播的方法计算辐射场。2)有效高度 在第6章中介绍的有效长度,对于直立天线而言就是有效高度,它是一个衡量单极天线辐射强弱的重要的电指标。设天线归为输入点的电流表达式为,根据等效高度的定义,可求得归于输入点电流的有效高度为,将式（8-3-4）代入上式即得,若h,则有,可见,当单极天线的高度h时,其有效高度约为实际高度的一半。,例 8-8直立接地振子的高度h=15m,当工作波长=450 m时,求此天线的有效高度及辐射电阻。若归于输入电流的损耗电阻为5,求天线的效率。解:天线上电流分布为 I(z)=Im sink(hz)根据有效高度的定义有Imhei

30、n=天线的有效高度为,在无限大理想导电地面上的单极天线的辐射电阻的求法与自由空间对称振子的辐射电阻求法完全相同。但单极天线的镜像部分并不辐射功率,因此其辐射电阻为同样长度的自由空间对称振子辐射电阻的一半。根据上述分析和式（8-1-6）,单极天线的辐射功率为,所以单极天线的辐射电阻为,用MATLAB编程计算得 R=0.0191()可见,当天线高度h时,辐射电阻是很低的。根据效率的定义有,可见,单极天线的效率也很低。3)提高单极天线效率的方法 由于单极天线的高度往往受到限制,辐射电阻较低,而损耗电阻较大,致使天线效率很低,因此提高单极天线的效率是十分必要的。从前面的分析可知,提高单极天线效率的方法

31、有二:一是提高辐射电阻;二是降低损耗电阻。,(1)提高天线的辐射电阻 提高辐射电阻可采用在顶端加容性负载和在天线中部或底部加感性负载的方法,这些方法都提高了天线上电流波腹点的位置,因而等效为增加了天线的有效高度,如图 8-23 所示。单极天线顶端的线、板等统称为顶负载。它们的作用是使天线顶端对地的分布电容增大。分析加顶天线,可以将顶端对地的分布电容等效为一线段。设顶电容为Ca,天线的特性阻抗为,其等效的线段高度为h,则根据传输线理论有,图 8-23加顶单极天线(a)T形天线；(b)倒L形天线;(c)伞形天线；(d)带辐射叶形、圆盘形、球形天线,设天线加顶后虚高为 h0=h+h,此时天线上的电流

32、分布为,天线的有效高度为,当h时,加顶后,天线归于输入点电流的有效高度为,可见,天线加顶后的有效高度提高了,从而天线的效率也随之提高。(2)降低损耗电阻 单极天线铜损耗和周围介质损耗都相对不大,主要损耗来自于接地系统。通常认为接地系统的损耗主要是由两个因素引起的:其一是天线电流经地面流入接地系统时所产生的损耗电场损耗,另一是天线上的电流产生磁场。,根据边界条件,磁场作用在地表面上,地表面将产生径向电流,此电流流过有耗地层时将产生损耗磁场损耗。而对于电高度较小的直立天线而言,磁场损耗将是主要的,一般采用在天线底部加辐射状地网的方式减小这一损耗。总的来说,单极天线的方向增益较低。要提高其方向性,在

33、超短波波段也可以采用在垂直于地面的方向上排阵,这就是直立共线阵,有关这方面的知识（类似于天线阵的分析）本书从略。2.水平振子天线 水平振子天线经常应用于短波通信、电视或其它无线电系统中,这主要是因为:,水平振子天线架设和馈电方便;地面电导率的变化对水平振子天线的影响较直立天线小;工业干扰大多是垂直极化波,因此用水平振子天线可减小干扰对接收的影响。1)水平振子天线的方向图 水平振子天线又称双极天线（形天线）,其结构如图 8-24 所示。振子的两臂由单根或多股铜线构成,为了避免在拉线上产生较大的感应电流,拉线的电长度应较小,臂和支架采用高频绝缘子隔开,天线与周围物体要保持适当距离,馈线采用 600

34、 的平行双导线。,图 8 24 水平振子天线结构,与直立天线的情况类似,无限大导电地面的影响可用水平振子天线的镜像来替代,因此,架设在理想导电地面上的水平振子天线的辐射场可以用该天线及其镜像所构成的二元阵来分析；但应注意该二元阵的两天线元是同幅反相的,如果地面上的天线相位为零,则其镜像的相位就是,如图 8-25 所示。于是此二元阵的合成场为,其中,是射线与振子轴线即y轴之间的夹角,参看图 8-22。在球坐标系中有,图8-25 水平对称振子的辐射场,cos=yr=y(x sincos+ysinsin+z cos)=sinsin(8-3-15)又因为=90(8-3-16)因而有 cos=cossi

35、n,sin=(8-3-17),同样，下面来介绍两个主平面的方向图。(1）铅垂平面方向图 在=90的铅垂平面,远区辐射场有下列近似关系:在幅度项中,令 r1=r2=r(8-3-18),在相位项中,r1r-H sin(8-3-19)r2r+H sin(8-3-20)将上述各式都代入式（8-3-14）,得架设在理想导电地面上的水平振子天线的辐射场为,所以=90的铅垂平面方向函数,同理可得=0的铅垂平面方向函数:|F()|=|sin(kHsin)|(8-3-23)图 8-26 给出了架设在地面上的半波振子在四种情况下的=90和=0 铅垂平面方向图。由方向图 8-26 可得到如下结论:铅垂平面方向图形状

36、取决于,但不论 为多大,沿地面方向（即=0）辐射始终为零。时,在=6090 范围内场强变化不大,并在=90方向上辐射最大,这说明天线具有高仰角辐射特性,通常将这种具有高仰角辐射特性的天线称为高射天线。,图 8 26 架设在理想地面上半波振子垂直平面方向图,这种架设高度较低的水平振子天线,广泛使用在300km以内的天波通信中。=0 的垂直平面方向图仅取决于,且随着 的增大,波瓣增多,第一波瓣（最靠近地面的波瓣）最强辐射方向的仰角m1越小。在短波通信中,应使天线最大辐射方向的仰角m1等于通信仰角0（0是根据通信距离及电离层反射高度来确定的）,由此可以确定天线的架设高度H。于是有 sin(kHsin

37、m1)=1(8-3-24)0=m1=arcsin(8-3-25),所以天线的架设高度为 H=(8-3-26)(2)水平平面方向图 仰角为不同常数时的水平平面方向函数为,图 8-27 画出了不同仰角时的水平平面方向图。,图 8 27 理想地面上的水平半波振子不同仰角、不同架设高度时的水平平面方向图,由图 8-27 可见:架设在理想地面上的水平对称振子不同仰角时的水平平面方向图与架设高度无关,但跟天线仰角有关,并且仰角越大,其方向性越弱。由于高仰角水平平面方向性不明显,因此在短波300 km以内距离的通信时,常把它作全方向性天线使用。应该指出,上述分析仅当天线架设高度H0.2时是正确的。如果不满足

38、上述条件,就必须考虑地面波的影响了。2)水平振子天线尺寸的选择 为保证水平振子天线在较宽的频带范围内最大辐射方向不发生偏移,应选择振子的臂长h0.625,以保证在与振子轴垂直的方向上始终有最大辐射,参见图 8-28。,图 8 28 理想地面上(架设高度为H=0.25)水平对称振子不同臂长时的方向图,但当h太短时,天线的辐射能力变弱,效率将很低,加上天线的输入电阻太小而容抗很大，要实现天线与馈线的匹配就比较困难,因而天线的臂长又不能太短。通常应选择振子的臂长在下列范围内:0.2h0.625(8-3-28),8.4 引向天线与电视天线,1.引向天线 引向天线又称八木天线,它由一个有源振子及若干个无

39、源振子组成,其结构如图8-29 所示。在无源振子中较长的一个为反射器,其余均为引向器,它广泛地应用于米波、分米波波段的通信、雷达、电视及其它无线电系统中。1)工作原理 由天线阵理论可知,排阵可以增强天线的方向性,而改变各单元天线的电流分配比可以改变方向图的形状,以获得所要的方向性。,图 8 29 引向天线示意图,引向天线实际上也是一个天线阵,与前述天线阵相比,不同的是:只对其中的一个振子馈电,其余振子则是靠与馈电振子之间的近场耦合所产生的感应电流来激励的,而感应电流的大小取决于各振子的长度及其间距,因此调整各振子的长度及间距可以改变各振子之间的电流分配比,从而达到控制天线方向性的目的。如前所述

40、,分析天线的方向性,必须首先求出各振子的电流分配比,即振子上的电流分布,但对于多元引向天线,要计算各振子上的电流分布是相当繁琐的。我们仅以二元阵为例，如图 8-30 所示,来说明引向天线的工作原理。,图 8 30 二元引向天线,设振子“1”为有源振子,“2”为无源振子,两振子沿y向放置,沿z轴排列,间距为d,并假设振子电流按正弦分布,其波腹电流表达式分别为 I1=I0 I2=mI0e j(8-4-1)式中,m为两振子电流的振幅比；为两振子电流的相位差。它们均取决于振子的长度及其间距。根据天线阵理论,此二元引向天线的辐射场为 E=E1+E2E11+mej(kdcos+),式中,F1()为有源对称

41、振子的方向函数；F2()为二元阵阵因子方向函数。显然有 F2()=1+mej(kd cos+)(8-4-3)式中，两振子的电流振幅比m及其相位差由下面将要介绍的耦合振子理论来求得。(1)耦合振子的阻抗方程 在由若干个对称振子组成的天线阵中,每一个振子都是高频开放型电路,各振子彼此相距很近,它们之间通过电磁场相互作用、相互影响,产生电磁耦合效应,致使天线振子的电流分布相应地发生变化，因而耦合对称振子的辐射功率、辐射电阻与孤立振子的不同。,由于这种耦合效应与低频集中参数耦合电路相似,因此可以仿照电路理论来介绍耦合对称振子的性能。在二元耦合对称振子中,假设在两振子输入端均接入电源,在振子上产生电流。

42、两振子的电流及所激发的空间电磁场互相作用。设振子“1”在自身电流及其场作用下的辐射功率为,称为振子“1”的自辐射功率;振子“1”在振子“2”电流及其场的作用下的辐射功率为,称为振子“1”的感应辐射功率。类似的定义耦合振子“2”的自辐射功率 与感应辐射功率,则耦合振子“1”和“2”的辐射功率分别为,设两振子的波腹电流分别为Im1和Im2,则其辐射阻抗为,和振子“2”的感应辐射阻抗,将式（8-4-6）代入式（8-4-5）,则耦合振子的辐射阻抗为,Z1=Z11+Z12 Z2=Z22+Z21(8-4-7)设两振子归于各自波腹电流的等效电压分别为U1和U2,则辐射功率可以表示为,式中,I*m1和I*m2

43、分别为Im1和Im2的共轭。将上式改写为如下形式:,式中,振子“1”和振子“2”的感应辐射阻抗和 以及,式中,Z12和Z21分别为振子“1”和“2”归于波腹电流的互（辐射）阻抗,亦即Im1=Im2时的感应辐射阻抗,根据互易定理Z12=Z21。将上式代入式（8-4-9）得二元耦合振子的等效阻抗方程为,U1=Im1Z11+Im2Z12U2=Im1Z21+Im2Z22(8-4-11),对于引向天线,由于振子“2”为无源振子,其总辐射功率为0,也就是总辐射阻抗Z2为0,因而有 U2=Im2Z2=Im1Z21+Im2Z22=0,所以有,由上式可见,改变两振子的自阻抗和互阻抗,就可以改变两振子的电流分配比

44、。(2)感应电动势法计算自阻抗和互阻抗 当空间中只存在单个振子时,一般假设其上的电流近似为正弦分布,当附近存在其它振子时,由于互耦的影响,严格地说其上电流分布将发生改变,但理论计算和实验均表明,细耦合振子上的电流分布仍和正弦分布相差不大,因此在工程计算上,将耦合振子的电流仍看作是正弦分布。设振子“1”和振子“2”均沿z轴放置,如图8-31所示,则振子“2”的电场在振子“1”导体表面z处的切向分量为E12z,并在线元dz上产生感应电动势E12zdz,假设振子为理想导体,根据边界条件,振子表面的切向电场应为零,因此振子“1”必须要产生一个反向电场E12z,以抵消振子“2”在振子“1”上产生的场。也

45、就是振子“1”的源要对线元提供一个反电动势E12zdz。设振子“1”在z处的电流为I1(z),则电源对线元dz所提供的功率为,图8-31 耦合振子阻抗的计算,因此为抵消振子“2”在整个振子“1”上所产生的场,振子“1”的电源需要提供的总功率为,式中,其中,考虑到Im1=Im2,互阻抗Z12=Z21,其表达式为,只要将式（8-4-19）中的间距d换为振子半径a,则式（8-4-20）即变为振子的自阻抗:,由上述两式可见,自阻抗主要取决于振子的长度;而互阻抗取决于振子的长度及振子之间的距离。将由式（8-4-20）及（8-4-21）所求得自阻抗和互阻抗代入式（8-4-14）,即可得到耦合振子的电流振幅

46、比及相位差。显然适当调整振子的长度及其间距,可得到不同的m和,也就是说可以得到不同的方向性。(3)无源振子的作用 由上面分析可知,改变振子的长度及其间距,就可以获得我们所需要的方向性。一般情况下,有源振子的长度为半波振子。图 8-32 中,考虑波长缩短效应,有源振子的长度为2l1/=0.475,并给出了无源振子在长度下的H面方向图。,图 8 32 二元引向天线的H平面方向图,由图 8-32可见,当无源振子与有源振子的间距d0.25时,无源振子的长度短于有源振子的长度,由于无源振子电流相位滞后于有源振子,故二元引向天线的最大辐射方向偏向无源振子所在方向;反之,当无源振子的长度长于有源振子的长度时

47、,无源振子的电流相位超前于有源振子,故二元引向天线的最大辐射方向偏向有源振子所在的方向。在这两种情况下,无源振子分别具有引导或反射有源振子辐射场的作用,故称为引向器或反射器。因此,通过改变无源振子的尺寸及与有源振子的间距来调整它们的电流分配比,就可以达到改变引向天线的方向图的目的。一般情况下,无源振子与有源振子的间距取d=(0.150.23)。当无源振子作引向器时,长度取为2l2=(0.420.46),当无源振子作引向器时,长度取为2l2=(0.500.55)。,2)多元引向天线 对于总元数为N的多元引向天线,其分析方法与二元引向天线的分析方法相似。总元数为N的多元引向天线（图 8-29）中,

48、设第一根振子为反射器,第二根为有源振子,第三至第N根振子为引向器,则根据式（8-4-2）可得多元引向天线的H面方向函数为,式中,它表示第i根振子上的电流振幅与有源振子上电流振幅之比;i表示第i根振子上的电流相位与有源振子上电流相位之差;di表示第i根振子与有源振子之间的距离。,式中,Ii表示第i根振子上的电流振幅;当n=i时,Zni表示第i根振子的自阻抗;当ni时,Zni表示第i根振子与第n根振子的互阻抗;Un表示第n根振子上的外加电压。对于引向天线有 U1=U3=U4=UN=0 U2=U0,当N比较大时,要求解上述方程，计算量是相当可观的。因此,对于多元引向天线，一般借助数值解法。在工程上,

49、多元引向天线的方向系数可用下式近似计算:,式中,La是引向天线的总长度,也就是从反射器到最后一根引向器的距离;Kl是比例常数。主瓣半功率波瓣宽度近似为,图 8-33(a)、(b)分别是Kl与La/及20.5与La/的关系曲线。由图 8-33 可见,当La/较小时,Kl较大,随着La/的增大,也就是当引向器数目增多时,Kl反而下降。这是由于随着引向器与有源振子的距离的增大,引向器上的感应电流减小,因而引向作用也逐渐减小。所以引向器数目一般不超过12个。,图 8-33(a)Kl与La/实验曲线；(b)20.5与La/的关系曲线,需要指出的是:在引向天线中,无源振子虽然使天线方向性增强,但由于各振子

50、之间的相互影响,又使天线的工作频带变窄,输入阻抗降低,有时甚至低至十几欧姆,不利于与馈线的匹配。为了提高天线的输入阻抗和展宽频带,引向天线的有源振子常采用折合振子。折合振子可看成是长度为/2的短路双线传输线在纵长方向折合而成,它实际是两个非常靠近且平行的半波振子在末端相连后构成的,仅在一根振子的中部馈电。如图 8-34 所示。根据耦合振子理论,折合振子的总辐射阻抗为 Z=Z1+Z2=Z11+Z22+Z21+Z22,图8-34 折合振自语短路双线传输线(a)短路双线传输(b)折合振子,由于两振子间距很小,因此有Z11Z12Z21Z22(8-4-28)所以,折合振子的辐射阻抗等于半波振子辐射阻抗的