基片集成波導(dǎo)縫隙天線陣設(shè)計(jì)(編輯修改稿)
2025-08-24 18:17 本頁面
【文章內(nèi)容簡介】 換結(jié)構(gòu)2. 設(shè)計(jì)與仿真圖211是本次微帶與SIW過渡轉(zhuǎn)換的仿真模型，2端口激勵(lì)連接的微帶線，通過凸型漸變的方式過渡到基片集成波導(dǎo)。對(duì)于微帶線，我們通過計(jì)算獲得其阻抗近似為50歐姆的時(shí)候，基片集成波導(dǎo)尺寸與前面構(gòu)建模型一致。需要確定匹配過渡部分的幾何尺寸。圖211 轉(zhuǎn)換仿真模型3. 結(jié)果分析在仿真計(jì)算時(shí)通過改變過渡部分的幾何尺寸，觀察的變化，下圖212是本次試驗(yàn)的參數(shù)掃描仿真結(jié)果。圖212 轉(zhuǎn)換匹配時(shí)參數(shù)掃描結(jié)果可以發(fā)現(xiàn)當(dāng)時(shí)效果較好，模值小于20dB，端口信號(hào)的傳輸較好，反射較小，反射功率可以做到遠(yuǎn)小于入射功率的百分之一，近似認(rèn)為達(dá)到匹配效果。167。基片集成波導(dǎo)類似于矩形波導(dǎo)本質(zhì)上是一個(gè)可以屏蔽電磁場的剛性結(jié)構(gòu)，同樣可以構(gòu)成波導(dǎo)中行波或駐波饋電的線陣天線?？梢酝ㄟ^調(diào)整波導(dǎo)上縫隙的偏置，來對(duì)縫隙激勵(lì)的幅度加以控制。當(dāng)縫隙切斷波導(dǎo)壁上的面電流時(shí)，波導(dǎo)內(nèi)的電磁場便激勵(lì)了縫隙，從而波導(dǎo)內(nèi)的能量被耦合到自由空間輻射出去?？p隙可以被看作是接在波導(dǎo)上的阻抗或?qū)Ъ{元件。有功損耗認(rèn)為是向外的輻射功率，無功損耗就是向波導(dǎo)內(nèi)的反射功率。由此基片集成波導(dǎo)饋電的縫隙可由其在等效電路中的等效阻抗或等效導(dǎo)納來表示。（）和（）所示。（）中形式的縫隙時(shí)是不輻射電磁波的，因?yàn)樗捅砻骐娏魇噶科叫?，波?dǎo)壁電流分布見圖22。這種縫隙不切割縱向電流，只和橫向電流耦合，因此可用簡單的二端并聯(lián)元件來表示其等效電路。 基片集成波導(dǎo)饋電的縫隙及其等效電路167。1. Stevenson法Stevenson最早用如下的假設(shè)計(jì)算縫隙特性：（1）具有理想導(dǎo)體的薄壁；（2）一個(gè)窄縫；（3）縫隙的長度接近于半個(gè)自由空間波長；（4）無限大理想導(dǎo)電地平面。利用傳輸線理論和波導(dǎo)模型的格林函數(shù)，Stevenson導(dǎo)出了在矩形波導(dǎo)上開各種縫隙時(shí)，歸算于波導(dǎo)阻抗的諧振電導(dǎo)的值。寬邊上縱向并聯(lián)縫隙的電導(dǎo)為：（31）式中是自由空間的波長，是波導(dǎo)波長，x是縫隙距波導(dǎo)中心線的距離。Stevenson的分析是比較粗略的，他不能有效地得到電抗分量，而且當(dāng)縫隙長度變化時(shí)縫隙等效電導(dǎo)和電納都會(huì)改變，上式不能反映縫隙長度對(duì)其等效導(dǎo)納的影響。2．變分法簡介變分法用于波導(dǎo)縫隙參數(shù)的計(jì)算首先由Oliner提出。這種方法不僅解決了縫隙電阻（電導(dǎo)）的計(jì)算，而且解決了縫隙電抗（電納）的計(jì)算。除此之外，Oliner還提出了波導(dǎo)壁厚對(duì)縫隙諧振長度影響的計(jì)算方法并對(duì)Stevenson的計(jì)算式進(jìn)行了擴(kuò)展。而后又發(fā)展了Oliner的計(jì)算方法。解決了縱向縫隙的諧振長度隨偏置增大而增大的計(jì)算問題，引入了縫隙口徑導(dǎo)納的概念。對(duì)于波導(dǎo)寬邊上的縱向并聯(lián)縫隙，考慮波導(dǎo)壁厚的影響，它的等效電路如圖33所示[15]。圖33 變分法縫隙的等效模型3. 矩量法簡介矩量法用于表示矩形波導(dǎo)寬壁上一個(gè)窄縫的特性，并能夠進(jìn)一步得到窄壁折合縫隙的解。矩量法的計(jì)算工作比上面討論的方法都要大。Vu Khac和Carson利用場的等效原理，用短路和磁流代替縫隙口徑，使縫隙特性公式化。在饋電波導(dǎo)中，縫隙腔體內(nèi)（認(rèn)為壁的厚度有限），和自由空間中取適當(dāng)?shù)拇艌龈窳趾瘮?shù)，用于推導(dǎo)基本積分方程?？p隙的場被表示成離散的脈沖函數(shù)列。用縫隙口徑上匹配的正切分量RitzGalerkin法，導(dǎo)出矩陣方程。然后用矩陣反演來確定散射系數(shù)。最后得出縫隙的場分布。Vu Khac在矩量法計(jì)算時(shí)，其基函數(shù)和權(quán)函數(shù)都采用脈沖函數(shù)，由于收斂慢及在縫隙端點(diǎn)處不滿足實(shí)際情況，計(jì)算結(jié)果有一定誤差。采用分段正弦函數(shù)可使收斂速度加快，而且滿足縫隙端點(diǎn)處的邊界條件。167。當(dāng)設(shè)計(jì)諧振式縫隙陣時(shí)，可以認(rèn)為縫隙的電壓分布是對(duì)稱的駐波分布。那么，在矩形波導(dǎo)寬邊上，由縱向縫隙所引起的散射就是對(duì)稱的，其等效電路模型通常僅包含一并聯(lián)導(dǎo)納。在縫寬一定時(shí)，縫隙的歸一化導(dǎo)納隨縫隙相對(duì)于波導(dǎo)中心線的偏置距離和縫隙的長度變化而變化。當(dāng)縫隙中心距離兩端口相等并且都為半個(gè)或一個(gè)波導(dǎo)波長時(shí)，有如下關(guān)系：（32）（33）其中G0是波導(dǎo)的特性導(dǎo)納。由以上二式，可以推出，矩形波導(dǎo)寬邊上的縱向縫隙的等效歸一化并聯(lián)導(dǎo)納，用測得的或計(jì)算的（后向散射參數(shù)）表示成：（34）或用傳輸系數(shù)（前向散射參數(shù)）表示為：（35）因?yàn)閷?shí)際情況下散射并不完全對(duì)稱，所以兩種算法得到的等效歸一化導(dǎo)納會(huì)略有不同。用前向散射參數(shù)和后向散射參數(shù)表示的平均值，代入可得歸一化并聯(lián)導(dǎo)納的另一種表達(dá)式：（36）可以得知較之于前者，其具有較高的精度。167。 縫隙參數(shù)的仿真計(jì)算基片集成波導(dǎo)縫隙的電參數(shù)是指孤立縫隙的電參數(shù)。SIW單縫隙幾何尺寸如圖34：圖34 基片集成波導(dǎo)開單縫隙單縫電參數(shù)包括縫隙的歸一化電導(dǎo)、縫隙諧振長度等。為了設(shè)計(jì)低副瓣，具有良好方向圖的天線，必須十分精確的得到縫隙的電參數(shù)。如果在某一頻率點(diǎn)處縫隙的電納為零，電導(dǎo)最大，稱縫隙在此頻率上諧振。該頻率即為諧振頻率，縫隙長度和縫隙電導(dǎo)稱為諧振長度和諧振電導(dǎo)。對(duì)基片集成波導(dǎo)縱向縫隙特性進(jìn)行理論分析時(shí)，假定。在此條件下，當(dāng)縫隙長度諧振時(shí)，縫隙的電導(dǎo)最大值與縫隙的電納零值的位置基本相一致。隨著縫隙寬度的增加，縫隙電導(dǎo)最大值與電納零值的位置將相互分離?？p隙越寬，分離值越大，當(dāng)然縫隙也不能
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