雷达裂缝天线的设计与仿真设计

1、. . . . 海事大学装订线毕业论文二一二年六月28 / 34船舶雷达裂缝天线的设计专业班级： 通信工程4班姓 名： 明鹏 指导教师： 房少军 信息科学技术学院摘要本文设计了一个宽边纵缝谐振式波导缝隙天线，并利用Ansoft公司研发的电磁仿真软件HFSS（high frequency structure simulate）进行仿真。电磁仿真软件HFSS能给出波导缝隙天线的2D、3D模型和辐射方向图，根据对方向图的要求，采用修正的切比雪夫阵设计该天线各缝隙的电流分布。作为裂缝阵列天线的理论基础，从阵列天线的两个最基本原理：电磁波的干涉与叠加原理、方向图乘积定理出发，使我们对阵列天线有了更加清楚

2、的认识，然后从对偶原理出发，分析了波导上单个缝隙的辐射机理和形式，并分析了由多个缝隙构成的波导裂缝天线阵的特点，给出相关的计算公式。采用HFSS仿真设计该天线并进行了优化与仿真，仿真结果与理论计算结果基本符合。关键词：波导缝隙天线；HFSS仿真；优化ABSTRACTThis paper presented a Slotted-waveguide Array antenna which is simulated using HFSS.HFSS is an electromagnetic simulate softw -ave which is invented by Ansoft .It can

3、 give the model of 2D、3D and directivity of this Slotted-waveguide Array Antenna.According to the requirement of directivity, this researcher designs the amplitude distribution of the apertures based on modified Chebyshev array,Proceeding from the principle of duality, the paper analyzes and compare

4、s the field features of half-wavelength band dipole and half-wavelength aperture antenna, which is the theoretical basis of slotted antenna array, Based on this then, the author will analyze the mechanism of a aperture in on a waveguide and the features of slotted-waveguide antenna array formed by a

5、 number of aperture. Finally, the author presents the relevant formulas. Then , Slotted- waveguide Array Antenna is simulated and optimized by using HFSS , the result of the simulation tallys with the result of theory calculate.Keywords: Slotted-waveguide array；HFSS simulation; optimization目录第1章 绪论1

6、1.1 课题研究的背景与意义11.1.1船舶裂缝天线的研究现状11.2单端馈电雷达裂缝天线的问题21.2.1脉冲宽度与天线长度21.2.2天线效率21.3 HFSS仿真软件的介绍21.3.1HFSS的特点和应用领域21.3.2 HFSS与其它软件的协同作用31.3.3HFSS软件的计算原理31.4论文的主要容4第2章理论基础52.1阵列天线的基本理论知识52.1.1电磁波的干涉和叠加原理52.1.2方向图乘积定理72.2 对偶原理92.2.1电偶极子与磁偶极子的对偶92.2.2电流元和磁流元的对偶性102.2.3对偶原理的建立112.3缝隙天线的辐射机理122.3.1理想缝隙天线的辐射机理12

7、2.3.2波导缝隙的阻抗特性132.3.3波导缝隙天线的开缝机理142.4波导缝隙天线阵与其特点152.5本章小结16第3章裂缝阵列天线的设计173.1具体设计方案173.1.1波导缝隙阵列天线的总体设计思路173.1.2单个缝隙的波导缝隙阵列天线的设计与仿真193.1.3 20缝波导缝隙阵列天线的设计与仿真213.2仿真结果与分析23结论24参 考 文 献25致 26船舶雷达裂缝天线的设计第1章绪论1.1课题研究的背景与意义随着中国综合国力和国际地位的日益提升，海洋领土逐步受到国人的重视，中国对发展蓝海海军的建设目标已经提上日程，船舶雷达天线的研究受到了前所未有的重视，同时也对天线系统提出了

8、更高的要求。缝隙天线具有轮廓低、重量轻、加工简单、易于与物体共形、批量生产、电性能多样化、宽带和与有源器件和电路集成为统一的组件等诸多特点，适合大规模生产，能简化整机的制作与调试，从而大大降低成本。因此成为了一种重要的天线形式。波导裂缝阵天线的设计难度相当高。到二十世纪七、八十年代，随着计算机技术的飞速发展，电磁场数值计算成为可能，也使得缝隙天线的分析和设计上了一个新台阶。目前国际国上也都在大力开展船舶雷达的研制工作，但技术尚未成熟，并考虑到其成本比较高，大角度扫描状态下很难实现低副瓣性能等实际困难，可以预见在今后相当长的时间，裂缝阵天线仍将是船舶雷达天线的首选。1.1.1船舶裂缝天线的研究现

9、状波导裂缝天线设计中存在的技术问题多年来一直是微波天线领域中研究的热点。国外在二十世纪四十年代末期就开始了波导裂缝天线的研究，经过多年的研究，缝隙阵列天线在理论和实践上都得到了巨大的发展。Waston首先对波导裂缝和波导裂缝天线开展了研究和设计的尝试工作。1948年Stevenson基于波导的等效传输线理论与波导格林函数，取缝隙长度/2（为工作波长），导出了各种形式缝隙的归一化电阻（电导）的计算公式。随后Oliner利用变分公式，并且考虑了波导壁厚的影响，计算出了缝隙的阻抗（导纳）特性。在70年代到90年代初期的二十多年里，计算机技术得到了极大的发展，计算机大大的提高了计算速度和存储容量使很多

10、复杂的电磁场问题的计算结果更为精确，这也使得裂缝天线理论研究和工程技术得到了蓬勃发展。T.Vu Khac、HungYuet、Josefsson等对波导宽边总想辐射裂缝采用矩量法进行分析。具体方法如下，运用磁场连接性条件得到了两个积分方程在裂缝的上、下口径上，将厚度为t的裂缝视作一个腔体，分别建立波导、半自由空间、裂缝墙体的格林函数，然后用矩量法计算裂缝口径上电场眼裂缝长度方向的数值。在忽略波导缝隙间互耦和波导壁厚影响的前提下，R.S.Elliott采用等效磁流片的方法导出解析表达式，但次表达式考虑了辐射裂缝间外互耦以与告辞模的影响，并将辐射裂缝的设计理论归结为三个方程。Elliot等的卓越贡献

11、，使得裂缝天线的理论研究和工程设计达到了较为成熟的阶段，他建立的理论被当今波导裂缝阵列天线设计者公认为主流设计方法。1.2单端馈电雷达裂缝天线的问题1.2.1脉冲宽度与天线长度雷达发射脉冲宽度限制着裂缝天线长度的增加。为了提高雷达目标观察的分辨力，对天线波束要求越来越窄，也就是天线长度必须增加，但是当天线长度超过脉冲宽度所对应的某一围时，天线方向性图就会变坏，甚至失效，这样天线长度与脉冲宽度之间就产生了矛盾，这个矛盾不解决，窄波束的大型雷达裂缝天线就无法形成。1.2.2天线效率雷达裂缝天线收发状态共用一根天线，采用收发开关控制发射和接收状态。当天线处于发射状态时，为了保证整个裂缝振子都处在最佳

12、工作状态，馈给每一振子以充分能量，在设计中发射能量除满足上述状态外，还必须有一部分能量到达终端被匹配负载所吸收，以此来保证裂缝天线处在行波状态下。这样，就存在一个辐射能量与耗损在吸收负载上的无用能量的关系，一般二米、三米裂缝天线的效率在（8090），也就是说，在发射状态下要损耗能量的（2010），天线工作在接收状态，同样也有（2010）的接受能量被吸收负载所损耗，这对天线来说自然是一种能量的损失。1.3HFSS仿真软件的介绍HFSS广泛应用于航空、航天、电子、半导体、计算机、通信等多个领域。它具备仿真精度高，可靠性强，仿真速度快，稳定成熟的特点，其自适应网格剖分技术使HFSS成为高频微波设计的

13、首选工具盒行业标准。利用HFSS工具可以高效地设计各种高频结构，包括射频和微波部件、天线和天线阵与天线罩，高速互联结构、电真空器件，可用于研究目标特性和系统/部件的电磁兼容/电磁干扰特性，从而降低设计成本，减少设计周期，增强竞争力。1.3.1HFSS的特点和应用领域HFSS是利用我们所熟悉的Windows图形用户界面的一款高性能的全波电磁场（EM）段任意3D无源器件的模拟仿真软件。HFSS具有以下特点：1. 具有仿真、可视化、立体建模、自动控制的功能，使得3D EM问题能快速而准确地求解。2. Ansoft HFSS使用有限元法（FEM）、自适应网格划分和高性能的图形界面，能让你在研究所有三维

14、EM问题时得心应手。3. Ansoft HFSS能用于诸如S参数、谐振频率和场等的参数计算。4. HFSS是基于四面体网格元的交互式仿真系统。这能解决任意的3D几何问题，尤其是那些有复杂曲线和曲面的问题，当然在局部会利用其它技术。1.3.2 HFSS与其它软件的协同作用为了便于提高设计与分析效率，HFSS强化了与CAD工具和其它分析工具之间的配合。比如，在电磁场分析中需要分析对象的结构信息，通过读取由CAD生成的结构信息模型，提高易用性的功能。此外CAD模型有时会出现微小的断差和坐标误差。HFSS 10新增了一种功能，即使存在这些情况，也能将其分割成最佳的微小网格后，进行电磁场分析。另一点就是

15、：HFSS 10与Slwave v3 进行协作分析的示例，能够看到车身部的印刷电路板产生的不必要辐射活动情况。Ansoft HFSS在PC机（Windows系统）上能够利用3GB的存空间，这极有效地拓展了HFSS仿真计算能力。同时，具备与Ansoft Designer、Nexxim动态连接的特性：通过动态参数化，在RF/数模混合电路仿真中实现与三维电磁场的协同仿真。1.3.3HFSS软件的计算原理总的来说，HFSS软件将所有要求解的微波问题等效计算N端口网络结构的S矩阵，具体步骤如下：（1） 将结构划分为有限元网络。（2） 在每个端口处计算与端口具有一样截面的传输线所支持的模式。（3） 假设每

16、次激励一个模型，计算结构部的全部电磁场模型。（4） 由得到的反射量和传输量计算广义S矩阵。HFSS求解微波问题的流程图如图1.2所示。1.4论文的主要容本文重点介绍用HFSS仿真软件对宽边谐振式波导缝隙阵列天线的研究和设计。正文部分共分三章，分述如下：第一章是绪论，介绍了雷达裂缝天线研究的背景、意义与现状，HFSS的特点和应用领域、计算原理和的简要介绍。第二章首先从阵列天线的两个最基本原理：电磁波的干涉与叠加原理、方向图乘积定理出发，使我们对阵列天线有了更加清楚的认识，然后从对偶原理出发，分析并比较了半波带状振子和半波缝隙振子，在此基础上分析了波导上单个缝隙的辐射机理和形式，并分析了由多个缝隙

17、构成的波导裂缝天线阵的特点，给出相关的计算公式。第三章设计了一种宽边纵向谐振式驻波波导裂缝天线，根据对方向图的要求，采用切比雪夫阵设计该天线各缝隙的电流分布，并用较为严格史蒂文森（A.F.Stevenson）法推导波导裂缝的等效电导，先利用HFSS高频仿真软件建立单个缝隙的模型并进行仿真然后在利用这个单缝模型设计20缝的波导缝隙天线阵的模型，设置各个缝隙的偏移量，并借助Ansoft公司的高频电磁仿真软件HFSS进行仿真。通过单缝和20缝的裂缝天线的仿真结果得出相应结论。第2章理论基础2.1阵列天线的基本理论知识天线是一种用于发射和接收电磁能量的设备。在许多场合，由单个天线（或称为单个辐射器）就

18、可以很好地完成发射和接收电磁能量的任务，如常用的各种线天线、面天线、反射面天线等，其本身就可以独立工作，但这些天线形式一旦选定，其辐射特性便是相对固定，如波瓣指向、波束宽度、增益等，这就造成在某些特殊应用场合，如雷达天线的一般要求较强的方向性、较高的增益、很窄的波束宽度、波束可以实现电扫描与其他一些特殊指标，单个天线往往不能道道预定的要求，这时就需要多个天线联合起来工作，共同实现一个预定的指标。这种组合造就了阵列天线。其中，电磁波的干涉与叠加原理、方向图乘积定理是阵列天线得以构成的两个重要原理。2.1.1电磁波的干涉和叠加原理阵列天线能够形成不同于一般单元天线的辐射特性，尤其是可以形成指向某部

19、分空间的、比单元天线强得多的辐射，最根本的原因就是来自多个相干辐射单元的辐射电磁波在空间相互干涉并叠加，在某些空间区域加强，而在另一些空间区域减弱，从而使得不变的总辐射能量在空间重新分布。波的干涉与叠加原理最初来源于光学领域。托马斯·仔细观察了在两组水波交叠处发生的现象：“一组波的波峰与另一组波的波峰相重合，将形成一组波峰更高的波。如果一组波的波峰与另一组波的波谷相重合，那么波峰恰好填满波谷。”声波的叠加也是如此，声波的叠加会产生声音的加强和减弱、复合的声调和拍频。在此基础上，他于1801年在一篇报告中发展了惠更斯的光学理论，提出了著名的“干涉原理”，也称“波的叠加原理”，并在光学中

20、首次引入了“干涉”的概念。同时，他指出了产生干涉现象的条件，并首次完成了著名的双缝干涉试验和其他一些干涉实验，总结出：为了显示光的干涉，必须先使从同一光源出来的光分成两束，经由不同的路径，然后重新叠加在一起，即可观察到干涉现象。著名的干涉实验如图2.1所示。由于光本身的波动性，光波与电磁波本质上是相似的，因此可以把这一最初在光学领域提出的基本原理推广到电磁波领域。我们知道，天线在空间的辐射是天线上源电流产生的，若空间中存在满足相干关系的多个电流（如一个电流分出的多个部分，施加在不同的天线单元上），则多个电流的辐射电磁场在空间中将发生叠加，形成干涉现象，造成某些空间区域场同相叠加，场加强；某些空

21、间区域场反相叠加，场削弱；在另外一些区域场的叠加介于同相和反相之间，这样就形成了空间中的电磁场的强弱分布。电流分布J在均匀媒质中产生的辐射电磁场可表示为 （2.1.1）式中，称为磁矢量位，他满足下列亥姆霍兹方程： （2.1.2）若电流密度J沿z向线分布为，分布线长为L，如图2.2所示，则在远场观察点，式（2.1.2）的解可求得为 （2.1.3）式中，源点到场点的距离R表示为（2.1.4）如果电流密度J沿xy平面分布为,分布平面面积为S，如图2.3所示，则在远场观察点，有（2.1.5）同样道理，电流如果按照其他方式分布，如沿体分布，沿圆环分布等，则其辐射场磁矢量位可以相应求得，具有和式（2.1.

22、3）与式（2.1.5）同样的形式。观察式（2.1.3）和式（2.1.5）可见，线电流和面电流形成的辐射场具有积分的表达形式，实际上是无穷多个部分求和叠加的结果，这就是干涉与叠加原理在电磁波辐射问题上的体现。2.1.2方向图乘积定理构造阵列天线的另一个重要理论基础是方向图乘积定理。在电磁波干涉与叠加原理基础上，它进一步描述了连续电流分布离散化并分别激励多个天线单元时，总辐射电磁场的构成规律。设阵列天线采用相似元，在不考虑单元间互相影响（耦合）的条件下，可以认为单元作为空间坐标函数的归一化方向图都是一样的。不妨首先以线阵为例，设在图2.2中每一小段的中心位置都放置了一个单元天线，这些单元天线为相似

23、元，它们的方向图函数均为（称为单元因子，表示单元个体的辐射特性），重新绘于图2.5。这时，每个单元的位置坐标记为。需注意，这时为了简化公式形式起见，去掉了原来上的“”符号。由于远场坐标已经用表示，而不再是，因而不会引起混淆。图2.4任意N元线阵不失一般性，设每一小段的电流复矢量为，可以看做是放置在这一个小段中心位置的单元天线的激励电流。各单元天线都将在远区产生横电磁平面波，场强与激励电流成正比。依据积分求和的公式，转化为球坐标系，则第n个单元在远场观察点产生的电场为（2.1.6）式中，A为单元形式有关的比例系数。代人远场条件：（2.1.7）（2.1.8）可得到（2.1.9）式中，因子表示由于各

24、单元的空间位置不同，使辐射电磁波在观察角产生的相对相位。根据叠加原理，此线阵在观察点产生的场等于各单元在观察点产生场的矢量和：（2.1.10）考虑到电场复矢量的各坐标分量是由的各坐标分量决定的，各的矢量和存在哪些坐标分量，就会有哪些坐标分量，所以为公式简化起见，可以写为（2.1.11）上式可以看做是能适用于各坐标分量的一般表达式。由此可得到此线阵作为一副大天线的方向图因子为（2.1.12）令（2.1.13）称为阵列因子或阵因子，也称方向图因子、方向图函数、阵列函数和阵列多项式，它可以看做是由假想的各向同性单元（=1）组成的阵列的方向图函数。这样，有（2.1.14）若单元因子和阵因子均采用归一化

25、形式，则上式又可写为（2.1.15）可见阵列天线的方向图因子等于单元因子与阵因子的乘积，这一定理即是方向图乘积定理。对于面阵或其他形式的阵列天线，这一定理同样是使用的。由于单元阵因子只表示构成阵列天线每个单元的辐射特性，仅取决于单元的形式与取向，与阵的组织方式无关，一次单元因子就是位于坐标原点的一个单元天线的归一化方向图函数，而阵因子仅取决于阵的形状、单元间距、单元激励电流的幅度和相位，与单元的形式和取向无关，因此阵因子等于与实际阵具有完全一样的参数的各向同性带你源阵的方向图函数。也就是说，单元因子和阵因子是相互独立的、可分离的，分别决定阵列天线辐射特性的一个方面。有了这一个定理之后，研究阵列

26、天线的辐射特性一般仅需研究由阵的组织方式决定的阵列子即可，待单元形式选定后，再把单元因子乘以阵因子，即可得到阵列天线的辐射特性。2.2 对偶原理2.2.1电偶极子与磁偶极子的对偶自由空间中电偶极子的中心位置设为球坐标系的原点O，正、负电荷之间的间距为，坐标分别为和。在电偶极子周围的r>>l区域任意一观察点处，等量异号的两个点电荷和激发的静电场可以表示为： （2.2.1）式中是电偶极矩的量值，电偶极矩的方向为z轴正方向。小电流环可以视为磁偶极子。设自由空间中半径为的小电流环上的电流为I，环面正方向向上沿z轴正方向，电流I的正方向与z成右手螺旋关系，则在磁偶极子周围r>>l

27、区域任何观察点处，磁感应强度矢量为： （2.2.2）式中是磁偶极矩的量值，磁偶极矩的方向为z轴方向。比较式（2.2.1）和式（2.2.2）可以看出，两式具有对偶关系：（2.2.3）2.2.2电流元和磁流元的对偶性对于载有高频电流的电流元来说，它两端等量异号的电荷也随时间变化而变化，可以看作为一个高频的电偶极子。假设电流元是由理想导体构成的，它的长度远远小于工作波长，表面流过正方向向上的电流量值为，则其辐射场表达式为： （2.2.4）对于由多匝导线环绕而成的螺线管，设其总长度远远小于高频电流的工作波长，则螺线管上的电流可看成是处处等幅同相的。可以把螺线管的每一匝线圈等效成小的电流环，螺线管的正方

28、向即为小电流环的正方向，电流正方向与螺线管正方向成右手螺旋关系，这样，就可以把螺线管看成是等效的磁流元，假设高频磁流的方向是沿z轴正方向，则其辐射场为： （2.2.5） 比较式（2.2.4）和式（2.2.5）可以看出，两式具有下面的对偶关系： （2.2.6）式中带有下标“e”的场量代表电流元产生的电场强度矢量和磁场强度矢量；有下标“m”的场量代表磁流元产生的电场强度矢量和磁场强度矢量。2.2.3对偶原理的建立我们就可以把电偶极子（电流和电荷）所产生的场，看成是“电源”所引起的；而磁偶极子（磁流和磁荷）所产生的场，看成是“磁源”所引起的。我们把“电源”引起的场称为 “电源场”；而把“磁源”引起的

29、场称为“磁源场”。“电源场”的麦克斯韦方程组的形式如下：（2.2.7）“磁源场”的麦克斯韦方程组形式如下： （2.2.8）当两种源同时存在时，根据矢量叠加原理有（2.2.9）于是麦克斯维方程组就可以变成对称的形式：（2.2.10）2.3缝隙天线的辐射机理2.3.1理想缝隙天线的辐射机理无限大和无限薄的理想导电平面上的缝隙称为理想缝隙。所谓理想缝隙天线是指在无限大的可以不计厚度的理想导体平板上开的缝隙。理想缝隙受到激励时，由于缝很窄，缝隙上只存在与宽边垂直的切向电场，其振幅在缝隙的两端下降为零。这一电场分布与具有一样尺寸的导体振子（又称互补振子）上的磁场分布（即电流分布）完全一样。根据电磁场的对

30、偶原理，理想缝隙所辐射的电磁场与互补振子产生的电磁场具有一样的结构，只是振子的电场矢量对应于缝隙的磁场矢量振子的磁场矢量对应缝隙的电场矢量，但是这还不够，为了能满足条件，还要求边界条件也必须是对偶的。电磁场方程的对偶在2.2节已作了介绍，下面定性说明边界条件的对偶。无限大的导电平板将整个空间分成两个半无限大空间，当考虑半空间的场分布时，其闭合边界由缝隙或振子所在的无限大平面和无限大半球面组成，由于在无限大半球面上电磁场必为零，只需比较无限大平面上的边界条件即可。由电磁场边界条件可知，对带状振子来说，在振子上切向电场为零，因为振子是理想导体；在振子以外切向磁场为零，因为振子的磁场均垂直于分界平面

31、。对理想缝隙天线而言，在缝隙上切向磁场为零，因为缝上只有横向均匀分布的切向电场；在缝隙以外切向电场为零，因为是理想导体。场量下角标中的d和s分别表示属于振子或缝隙。由于理想缝隙和带状振子的电磁场方程和边界条件存在对偶关系，所以将对偶量互换，即可以由已知的带状振子天线电磁场，得出理想缝隙天线的电磁场，。电流沿轴线按正弦律分布的对称振子的远区辐射场为： （2.3.1）式中振子的波腹电流可以用振子表面的波腹切向磁场表示。对宽度为，厚度可忽略的带状振子，于是带状振子天线的远区场可表示为 （2.3.2）将对偶量互换，即得与带状振子互补的理想缝隙天线的远区辐射场： （2.3.3）对比理想缝隙与对称振子的场

32、可以看出：1、二者方向性一样。方向性函数都是： （2.3.4）在包含缝隙轴线的平面方向性图示“8”字形，在垂直于缝隙轴线的平面方向性图是圆形。2、二者主平面互换了位置，包含缝隙轴线的平面是面，而垂直于缝隙轴线的平面是面。因此铅垂缝隙是水平极化的，水平缝隙是垂直极化的。二者对偶场矢量的方向在一个半空间一样，在另一个半空间相反，这是因为在缝隙所在平面两边缝隙天线电场的法向分量反向的缘故。实际的缝隙天线都是开在有限尺寸的良导电金属板上的。有限尺寸平板对面方向性图影响不大，但对面方向图存在明显影响。由于边缘绕射的干涉，将使方向性图出现波纹，平板加大，波动减小，波纹数增多，方向性图向无限大平板时的方向性

33、图趋近。 2.3.2波导缝隙的阻抗特性在波导壁的适当位置上开的缝隙也可以有效地辐射和接收无线电波，这种开在波导上的缝隙称为波导缝隙天线。波导开缝之前是均匀的，可等效为传输线。波导上开的缝隙可等效为负载，开缝的波导便等效为加载传输线，根据开缝的位置和方向，缝隙或等效为串联的负载或等效为并联的负载。图2.5 波导宽边纵缝与其等效电路宽边纵向缝隙会使一部分横向表面电流不能按原来的方向流动而是发生弯曲，绕过缝隙流动，如图2.5（a）所示。这样在缝隙的中点两边便出现了由横向表面电流的弯曲引起的附加纵向电流，使得在缝隙中点两边的总纵向电流的大小不相等而发生突变，这与传输线并联接入阻抗的情况相当，所以宽边纵

34、向缝隙等效为并联导纳。如图2.3（b）所示。在缝的长度适当（略短于）时发生谐振，电纳等于零而变成纯电导。其归一化电导值（与波导特性导纳之比）可按下式计算25： （2.3.5） 其中，是缝隙偏离宽面中心线的距离，是波导宽边的尺寸，是波导窄边的尺寸，是工作波长，是波导波长。由式（2.3.5）可知，宽边纵向缝隙偏离中心线越远，等效电导越大。2.3.3波导缝隙天线的开缝机理波导缝隙要成为有效的天线必须选择在适当的位置和方向。波导上的缝隙是不需要另外的馈线的，它辐射的能量就来自波导的电磁波，在波导传输波时，窄壁竖缝和宽边中轴线上的纵缝均不能受到激励而向空间辐射，根据收发天线的互易原理，它们也就不能从远处

35、传来的无线电波中接收能量。这是因为窄壁竖缝和宽壁中轴线上的纵缝对波导原来的电磁场结构无明显影响，而其它形式的缝隙能有效地改变波导壁表面的场分布。当波导传输波时，因切向磁场有横向和纵向两个分量，波导壁表面电流也存在纵向和横向两个分量。能产生辐射的缝隙都能有效切割表面电流线，而不能产生辐射的缝隙是与表面电流线平行的，不能有效切割表面电流线。表面电流在波导壁上的大小是随位置而变的。横向电流在波导宽面中轴线处等于零，往两边沿逐渐增至最大，所以切割横向表面电流的宽壁纵向缝隙在中轴线上是得不到激励的，因而这样的缝隙不能用作天线，而波导测量线正是利用这个特点，将纵缝开在宽面中心而使辐射损耗最小。宽面纵缝越靠

36、近边缘，受到的激励越强。同一横截面上中心线两边的横向表面电流是反相的，因而开在中心线两边的纵缝是反相激励的。宽面还有纵向表面电流，它在宽面中心线处最大，往边缘逐渐减小到零。因而宽面还可以开横向缝隙，横缝在宽面中心线上受到的激励最强，往边沿逐渐减小。波导的窄边只有横向表面电流，所以开在窄边的竖缝是没有辐射的。另外沿波导纵轴方向相距半个波导波长的两个截面上，纵向表面电流和横向表面电流都是反相的，因而在波导纵轴方向上相距的缝隙是反相的，相距的缝隙是同相的。2.4波导缝隙天线阵与其特点单个缝隙的方向性比较弱，要求强方向性时可采用波导缝隙天线阵。在同一根波导上开若干个缝可构成直线阵，用若干个开缝的波导可

37、构成平面阵。波导缝隙阵方向性的分析方法与一般的阵列天线的分析方法基本一致。它的方向性取决于天线元的数目N，各元的幅度分布和相位分布以与天线元之间的距离。波导缝隙阵的方向性函数仍为元方向性函数与阵函数的乘积，即 （2.4.1）阵函数仍为： （2.4.2）式中为缝隙激励电压的幅度比，为观察点所在方向与缝隙阵轴线（也就是波导纵轴）的夹角。波导缝隙阵一般也是采用等间距和等相位差的，这时，于是 （2.4.3）令，则 （2.4.4）对于等幅阵，则 (2.4.5)或 （2.4.6）对于同相等幅阵，则 （2.4.7）这是一个侧射阵，阵轴线的垂直方向即为最大辐射方向，即。波导缝隙阵的辐射能量就来自于波导中传输的

38、电磁波，不需要另外的馈线，这在馈电方面是一个很大的优点。另一方面这又决定了各缝的相位差与缝的间距d有密切关系，二者不再是相互独立的了，而各缝的激励幅度则与缝在波导上的位置和方向有关。波导缝隙阵以各缝隙间距是否等于为根据而分两类。当时，称为谐振式缝隙阵；当时，称为非谐振式缝隙阵。这里所谓的“谐振式”与“非谐振式”区分的根据就是缝隙的间距是否为，并不说明缝隙本身是否谐振。缝隙谐振与否是由缝隙的长度决定的，一般而言半波缝隙谐振长度略短于，而且缝越宽，较短得越多。谐振式波导缝隙阵由于缝隙间距为，所以相邻缝隙的激励会产生，为使各缝获得同相激励，应当采取措施使相邻缝隙再获得的附加相移。对于宽边纵向缝隙阵而

39、言，由于中轴线两侧的横向电流反向，能产生所需的附加相移，所以可以把相邻缝隙交替地分布在波导宽壁中线两侧。如图2.6所示。谐振式缝隙阵是侧射阵，方向性图主瓣最大值方向指向缝隙面的法线方向。当工作频率改变时，间距不再等于，不能保持各缝隙同相激励，引起主瓣方向改变，并且天线的匹配也将急剧变差。所以这类缝隙阵是窄频带的。本文所设计的天线就属于宽边纵向驻波缝隙天线。图2.6波导宽边缝隙阵的布置2.5本章小结本章从波导天线阵入手，着重介绍了驻波天线阵的两个最重要的原理，电磁波的干涉与叠加原理、方向图乘积定理。并且利用对偶原理分别从电偶极子与磁偶极子的对偶电流元和磁流元的对偶性来对偶原理的建立加以说明。最后

40、通过对比介绍理想缝隙天线和波导缝隙天线的辐射机理，具体介绍了缝隙天线的开缝机理和辐射原理，以与其方向性的分析方法。让我们更为清楚地了解了天线阵的基本原理。为后续章节裂缝天线的设计作了铺垫。第3章裂缝阵列天线的设计3.1具体设计方案3.1.1波导缝隙阵列天线的总体设计思路本次设计选取了矩形宽边开纵缝波导缝隙天线阵进行研究，模型的建立是通过专业高频仿真软件HFSS设计和建立的。在建模过程中，根据波导缝隙天线理论，在一个随机的矩形波导的一个宽边开出20条缝，缝隙关于宽边中心对称，两条缝隙之间有一定的位移，使之成为天线阵列，因为是端馈式天线阵，所以一端空出用于设置激励，另一端堵住用于实现短路对于宽边纵

41、向谐振式驻波阵列，总体设计步骤如下：波导缝隙阵具有口面效率高、副瓣电平低等优良的性能。这里设计了一款宽边纵向谐振式驻波阵列，由第二章基础知识可知，每个缝隙相距，距离波导宽边中心有一定偏移。推导波导裂缝的等效电导以史蒂文森（A.F.Stevenson）法较为严格。Stevenson在波导缝隙的电参数计算有如下假定：（1） 缝隙宽度较窄，即长度/宽度1，且缝隙长度为（为工作波长）；（2） 缝隙上的电场分布近似于半个正弦函数；（3） 在波导中仅传输模；（4） 波导壁厚近似于零，波导为良导体。Stevenson给出了宽边上纵向并联缝隙的电导为（3.1.1）（3.1.2）其中，x为待求的偏移量，a为波导

42、壁宽边长度，为波导波长。在具体的设计中，可以利用HFSS的优化功能来确定缝隙的谐振长度。首先确定在谐振缝隙设计中存在的几个变量，主要有缝隙偏移波导中心线的距离Offset，缝隙的长度L，缝隙的宽度W等。一般可根据实际的加工确定出缝隙的宽度W，应用HFSS的优化功能得出缝隙的偏移量Offset和缝隙长度Legth。如图3.1所示，在波端口的Y矩阵参数可以等效于距检测端口12个波导波长的缝隙中心的Y矩阵参数，根据波导缝隙的基本设计理论，在谐振时缝隙的等效阻抗或导纳为实数，因此缝隙谐振时有Im(Y)=0设计一个由20个缝隙组成的缝隙阵，采用Chebyshev电流分布，前10个缝隙的电平分布由表3.1

43、给出。为了使分析和波导达到良好的匹配从而降低天线的驻波比，缝隙单元的电导必须满足下面的条件（缝隙一端为短路板，另一端为馈电端口）：（3.1.3）表3.1 各个缝隙的电平分布n123456789100.330.290.390.50.620.730.830.910.971.0可以得到K=0.100598。由下式可得各个缝隙的导纳值：（3.1.4）各个缝隙的导纳如下：（3.1.5）选用WR型波导，其波导尺寸为：宽边a=22.86mm，窄边b=10.16mm。工作频率为10GHz，工作波长=30mm，波导波长。根据波导各个尺寸可得偏移量和导纳之间的关系为（3.1.6）由上述导纳值可以求得各个缝隙的偏移

44、量：（3.1.7）3.1.2单个缝隙的波导缝隙阵列天线的设计与仿真整个设计过程可以分为两个子工程：子工程1在给定缝隙的偏移量以后，首先建立单个缝隙天线模型，然后设置边界条件，和激励端口以与工程变量，最后进行缝隙长度优化，可以利用该工程对各个缝隙进行优化，单个缝隙天线模型如图3.3所示；图3.3单个谐振长度的优化模型下面分别给出了用HFSS仿真软件制作的单个缝隙波导的S11图，3D模型仿真图以与2D模型仿真图：图3.4单缝波导天线的S11图3.5单缝波导的2D远场方向图图3.6单个缝隙波导的3D远场方向图3.1.3 20缝波导缝隙阵列天线的设计与仿真子工程2建立含有所有缝隙的完整模型。利用子工程1可以根据各个缝隙的偏移量优化其谐振长度。并且将各个缝隙的偏移量按照公式（3.1.7）所示设置好，然后先设置辐射边界，再设置理想磁壁。缝隙的完整模型如图3.4所示。图3.7缝隙阵的完整模型图3.8 20缝波导天线的S11图图3.9 20缝波导缝隙天线的2D远场方向图图3.10 20缝波导缝隙天线的3D远场方向图3.2仿真结果与分析通过对矩形波导上开单