第5章 缝隙天线与微带天线

第5章缝隙天线与微带天线5.1缝隙天线5.2微带天线5.1缝隙天线5.1.1理想缝隙天线

如图5―1―1所示，理想缝隙天线是开在无限大、无限薄的理想导体平面上(yOz)的直线缝隙，它可以由同轴传输线激励。缝隙的宽度w远小于波长，而其长度2l通常为λ/2。

无论缝隙被何种方式激励，缝隙中只存在切向的电场强度，电场强度一定垂直于缝隙的长边，并对缝隙的中点呈上下对称的驻波分布，即（5―1―1）

式中Em为缝隙中波腹处的场强值。如果引入等效的磁流源，在x>0的半空间内，缝隙相当于一个等效磁流源，其等效磁流密度为（5―1―2）

也就是说,缝隙最终可以被等效成一个片状的、沿z轴放置的、与缝隙等长的磁对称振子。当讨论远区的辐射问题时，可以将缝隙视为线状磁对称振子，根据与全电流定律对偶的全磁流定律（5―1―3）对于x>0的半空间内，其等效磁流强度为（5―1―4）上式中的磁流最大值为2Emw。图5―1―1理想缝隙的坐标图

根据电磁场的对偶原理，磁对称振子的辐射场可以直接由电对称振子的辐射场对偶得出为（5―1―5）(5―1―6）

在x<0的半空间内，由于等效磁流的方向相反，因此电场和磁场表达式分别为（5―1―5）式和（5―1―6）的负值。我们通常称理想缝隙与和它对偶的电对称振子为互补天线，因为它们相结合时形成单一的导体屏而没有重叠或孔隙。它们的区别在于场的极化不同：H面（通过缝隙轴向并且垂直于金属板的平面）、E面（垂直于缝隙轴向和金属板的平面）互换，

参见图5―1―2，但是两者具有相同的方向性，其方向函数为（5―1―7）

例如,理想半波缝隙天线(2l=λ/2)的H面方向图如5―1―2(b)图所示，而其E面无方向性。理想缝隙天线同样可以计算其辐射电阻。如果以缝隙的波腹处电压值Um=Emw为计算辐射电阻的参考电压，缝隙的辐射功率Pr,m与辐射电阻Rr,m之间的关系为（5―1―8）图5―1―2缝隙的场矢量线分布图

(a)电力线；(b)磁力线

将电对称振子的场强表达式（1―4―4）与缝隙的场强表达式（5―1―5）对比可知，若理想缝隙天线与其互补的电对称振子的辐射功率相等，则Um和电对称振子的波腹处电流值Iem应满足下面的等式:（5―1―9）

因为电对称振子的辐射功率Pr,e与其辐射电阻Rr,e的关系为（5―1―10）

由式（5―1―8）、（5―1―9）和式（5―1―10），可推导出理想缝隙天线的辐射电阻与其互补的电对称振子的辐射电阻之间关系式：（5―1―11）

与之对应的辐射电导Gr,m≈0.002S。和半波振子类似，理想半波缝隙天线的输入电阻也为500Ω，该值很大，所以在用同轴线给缝隙馈电时存在困难，必须采用相应的匹配措施。

因此，理想半波缝隙天线的辐射电阻为（5―1―11）式可以推广到辐射阻抗，即

Zr,mZr,e=(60π)2

（5―1―12）还可以推广到输入阻抗，即

Zin,mZin,e=(60π)2

（5―1―13）

式（5―1―12）和式（5―1―13）表明，任意长度的理想缝隙天线的输入阻抗、辐射阻抗均可以由与其互补的电对称振子的相应值求得。由于谐振电对称振子的输入阻抗为纯阻，因此谐振缝隙的输入电阻也为纯阻，并且其谐振长度同样稍短于λ/2，且缝隙越宽，缩短程度越大。5.1.2缝隙天线最基本的缝隙天线是由开在矩形波导壁上的半波谐振缝隙构成的。由电磁场理论，对TE10波而言，如图5―1―3所示，在波导宽壁上有纵向和横向两个电流分量，横向分量的大小沿宽边呈余弦分布，中心处为零，纵向电流沿宽边呈正弦分布，中心处最大；图5―1―3TE10波内壁电流分布与缝隙配置示意图

而波导窄壁上只有横向电流，且沿窄边均匀分布。如果波导壁上所开的缝隙能切割电流线，则中断的电流线将以位移电流的形式延续，缝隙因此得到激励，波导内的传输功率通过缝隙向外辐射，这样的缝隙也就被称为辐射缝隙，例如图5―1―4所示的缝隙a、b、c、d、e。当缝隙与电流线平行时，不能在缝隙区内建立激励电场，这样的缝隙因得不到激励，不具有辐射能力，因而被称为非辐射缝隙，如缝隙f。

缝隙g虽然与纵向电流平行，但是其旁边设置了电抗振子h，电抗振子是插入波导内部的螺钉式金属杆，由于该螺钉平行于波导内部的电场，因此被感应出的传导电流流向螺钉底部处的波导内壁而形成径向电流，于是纵缝g可以切断其中的一部分而得到激励。图5―1―4宽边上纵缝的E面方向图

受激励的波导缝隙形成了开在有限金属面上的窄缝。当金属面的尺寸有限时，缝隙天线的边界条件发生了变化，对偶原理不能应用，有限尺寸导电面引起的电波绕射会使得天线的辐射特性发生改变。严格的求解缝隙的辐射场需要几何绕射理论或数值求解方法。

实验和计算均表明，对于开在矩形波导上的缝隙，E面（垂直于缝隙轴向和波导壁面的平面）方向图与理想缝隙天线相比有一定的畸变。对于宽边上的纵缝，由于沿E面的电尺寸对标准波导来说只有0.72λ，所以其E面方向图的差别较大（如图5―1―4所示）；而开在宽边上的横缝，随着波导的纵向尺寸变长，其E面方向图逐渐趋向于理想的半圆形。矩形波导缝隙天线的H面（通过缝隙轴向并且垂直于波导壁的平面）沿金属面方向的辐射为零，所以波导的有限尺寸带来的影响相对较小，因此其H面方向图与理想缝隙天线差别不大。

考虑到波导缝隙天线和理想缝隙天线的辐射空间不同，波导缝隙天线的辐射功率相当于理想缝隙天线的一半，因此波导缝隙天线的辐射电导也就为理想缝隙天线的一半，对于半波谐振波导缝隙，其辐射电导为Gr,m≈0.001S。波导上的辐射缝隙给波导内的传输带来的影响，不仅是将传输的能量经过缝隙辐射出去，还引起了波导内等效负载的变化，从而引起波导内部传输特性的变化。根据波导缝隙处电流和电场的变化，可以把缝隙等效成传输线中的并联导纳或串联阻抗，从而建立起各种波导缝隙的等效电路。

由微波技术知识可知，波导可以等效为双线传输线，所以波导上的缝隙可以等效为和传输线并联或串联的等效阻抗。如图5―1―5所示，由于宽壁横缝截断了纵向电流，因而纵向电流以位移电流的形式延续，其电场的垂直分量在缝隙的两侧反相，导致缝隙的两侧总电场发生突变，故此种横缝可等效成传输线上的串联阻抗。而如图5―1―6所示的波导宽壁纵缝却使得横向电流向缝隙两端分流，因而造成此种缝隙两端的总纵向电流发生突变，所以矩形波导宽壁纵缝等效成传输线上的并联阻抗或导纳。若某种缝隙同时引起纵向电流和电场的突变，则可以把它等效成一个四端网络。图5―1―7给出了矩形波导壁上典型缝隙的等效电路。图5―1―5波导宽壁横缝附近的电场图5―1―6波导宽壁纵缝附近的电流图5―1―7矩形波导壁上各种缝隙的等效电路

如果波导缝隙采用了谐振长度，它们的输入电抗或输入电纳为零，即它们的等效串联阻抗或并联导纳中只含有实部，不含有虚部。图5―1―8显示了三种典型缝隙的位置参数。图5―1―8(a)是宽边纵向半波谐振缝隙，其归一化电导为（5―1―14）

式中,a、b分别为波导宽边、窄边的口径尺寸；λg、λ分别为波导波长、自由空间波长；x1为缝隙中心到波导对称轴的垂直距离（下同）。图5―1―8(b)是宽边横向半波谐振缝隙，其归一化电阻为（5―1―15）图5―1―8(c)是窄边斜半波谐振缝隙，其归一化电导为（5―1―16）

计算任意缝隙的等效阻抗或导纳是一个极复杂的问题，也没有其等效电路的一般公式，等效电路的参数可以由实验来决定。图5―1―8三种缝隙位置的等效电路

有了相应的等效电路，波导内的传输特性就可以依赖于微波网络理论来分析，例如后向散射系数|s11|及频率响应曲线，从而更方便地计算矩形波导缝隙天线的电特性，例如传输效率及匹配情况。在已获得匹配的波导上开出辐射缝隙，将会破坏波导的匹配情况。为了使带有缝隙的波导匹配，可以在波导的末端短路，利用短路传输线的反射消去谐振缝隙带来的反射，使得缝隙波导得到匹配。5.1.3缝隙天线阵为了加强缝隙天线的方向性，可以在波导上按一定的规律开出一系列尺寸相同的缝隙，构成波导缝隙阵（SlotArrays）。由于波导场分布的特点，缝隙天线阵的组阵形式更加灵活和方便，但主要有以下两类组阵形式。1.谐振式缝隙阵（ResonantSlotArrays）波导上所有缝隙都得到同相激励，最大辐射方向与天线轴垂直，为边射阵，波导终端通常采用短路活塞。图5―1―9给出了常见的谐振式缝隙阵，其中图(a)为开在宽壁上的横向缝隙阵，为保证各缝隙同相，相邻缝隙的间距应取为λg。由于波导波长λg大于自由空间波长，这种缝隙阵会出现栅瓣，同时在有限长度的波导壁上开出的缝隙数目受到限制，增益较低，因此实际中较少采用。

实际应用中的谐振式纵向缝隙阵多为图5―1―9(b),(c)显示的结构。图(b)对应的缝隙阵，利用了在宽壁中心线两侧对称位置处横向电流反相、沿波导每隔λg/2场强反相的特点，纵缝每隔λg/2交替地分布在中心线两侧即可得到同相激励。而图(c)对应的螺钉也需要交替地分布在中心线两侧。对于开在窄壁上的斜缝，如图(d)所示，相邻斜缝之间的距离为λg/2，斜缝通过切入宽壁的深度来增加缝隙的总长度，并且依靠倾斜角的正负来获得附加的π相差，以补偿横向电流λg/2所对应的π相差而得到各缝隙的同相激励。2.非谐振式缝隙阵（NonresonantSlotArrays）在图5―1―9所示的结构中，如果将波导末端改为吸收负载，让波导载行波，并且间距不等于λg/2，就可以构成非谐振式缝隙阵。显然，非谐振缝隙天线各单元不再同相。由传输线理论可知，类似于图5―1―9(a)的缝隙天线阵，相邻缝隙的相位依次落后。类似于图5―1―9(b)的缝隙天线阵，相邻缝隙除行波的波程差之外，

还有附加的180°相移，所以相邻缝隙之间的相位差将沿行波方向依次落后。根据均匀直线阵的分析，非谐振缝隙天线阵的最大辐射方向偏离阵法线的角度为（5―1―17）

非谐振缝隙天线适用于频率扫描天线，因为α与频率有关，波束指向θmax可以随之变化。非谐振式天线的优点是频带较宽，缺点是效率较低。图5―1―9谐振式缝隙阵图5―1―9谐振式缝隙阵3.匹配偏斜缝隙阵如果谐振式缝隙天线阵中的缝隙都是匹配缝隙，即不在波导中产生反射，波导终端接匹配负载，就构成了匹配偏斜缝隙天线阵。如图5―1―10显示的波导宽壁上的匹配偏斜缝隙天线阵，适当地调整缝隙对中线的偏移x1和斜角δ，可使得缝隙所等效的归一化输入电导为1，其电纳部分由缝隙中心附近的电抗振子补偿，各缝隙可以得到同相，最大辐射方向与宽壁垂直。

匹配偏斜缝隙天线阵能在较宽的频带内与波导有较好的匹配，带宽主要受增益改变的限制，通常是5%~10%。它的缺点是调配元件使波导功率容量降低。矩形波导缝隙天线阵的方向图也可用方向图乘积定理求出，单元天线的方向图即为与半波缝隙互补的半波对称振子的方向图，阵因子决定于缝隙的间距以及各缝隙的相对激励强度和相位差。工程上波导缝隙天线阵的方向系数可用下式估算：（5―1―18）式中N为阵元缝隙个数。图5―1―10匹配偏斜缝隙天线

近年来，波导缝隙阵列由于其低损耗、高辐射效率和性能稳定等一系列突出优点而得到广泛应用。缝隙天线不仅仅是指矩形波导缝隙天线，而且还有异形波导面上的缝隙天线，例如为了保证与承载表面共形，波导的一个表面或两个表面常常是曲面形状,图5―1―11显示了扇面波导缝隙天线和圆突-矩形波导缝隙天线，其主要的研究热点为精确地计算相应缝隙的等效阻抗［19］。

另外,圆极化径向缝隙天线即RLSA（RadialLineSlotAntenna［20］也在接收卫星直播电视及各种地面移动体卫星通信中得到应用，这是一种高效率、高增益的平板式天线。还有利用印刷工艺制作的毫米波缝隙天线［21］，将覆盖有薄膜的介质基片作为波导壁，在金属薄膜上腐蚀出相应的缝隙阵列，该天线精度高、成本低，可以在一定的程度上抑制旁瓣电平。

图5―1―11曲面波导缝隙天线(a)圆突—矩形波导缝隙天线；(b)扇面波导缝隙天线5.2微带天线

微带天线(MicrostripAntennas)是由导体薄片粘贴在背面有导体接地板的介质基片上形成的天线。微带辐射器的概念首先由Deschamps于1953年提出来。但是，过了20年，到了20世纪70年代初，当较好的理论模型以及对敷铜或敷金的介质基片的光刻技术发展之后，实际的微带天线才制造出来，此后这种新型的天线得到长足的发展。

和常用的微波天线相比，它有如下一些优点：体积小，重量轻，低剖面，能与载体共形；制造成本低，易于批量生产；天线的散射截面较小；能得到单方向的宽瓣方向图，最大辐射方向在平面的法线方向；易于和微带线路集成；易于实现线极化和圆极化，容易实现双频段、双极化等多功能工作。微带天线已得到愈来愈广泛的重视，已用于大约100MHz~100GHz的宽广频域上，包括卫星通信、雷达、遥感、制导武器以及便携式无线电设备上。相同结构的微带天线组成微带天线阵可以获得更高的增益和更大的带宽。5.2.1矩形微带天线微带天线的基本工作原理可以通过考察矩形微带贴片来理解。对微带天线的分析可以用数值方法求解，精确度高，但编程计算复杂，适合异形贴片的微带天线；还可以利用空腔模型法或传输线法近似求出其内场分布，然后用等效场源分布求出辐射场，例如矩形微带天线(RectangularPatchMicrostripAntenna)的分析。

矩形微带天线是由矩形导体薄片粘贴在背面有导体接地板的介质基片上形成的天线。如图5―2―1所示，通常利用微带传输线或同轴探针来馈电，使导体贴片与接地板之间激励起高频电磁场，并通过贴片四周与接地板之间的缝隙向外辐射。微带贴片也可看作为宽为W、长为L的一段微带传输线，其终端(y=L边)处因为呈现开路，将形成电压波腹和电流的波节。一般取L≈λg/2，λg为微带线上波长。于是另一端(y=0边)也呈现电压波腹和电流的波节。此时贴片与接地板间的电场分布也如图5―2―1所示。

该电场可近似表达为（设沿贴片宽度和基片厚度方向电场无变化）（5―2―1）

由对偶边界条件，贴片四周窄缝上等效的面磁流密度为（5―2―2）

式中，E=exEx，ex是x方向单位矢量；en是缝隙表面（辐射口径）的外法线方向单位矢量。由（5―2―2）式，缝隙表面上的等效面磁流均与接地板平行，如图5―2―1虚线箭头所示。可以分析出，沿两条W边的磁流是同向的，故其辐射场在贴片法线方向(x轴)同相相加，呈最大值，且随偏离此方向的角度的增大而减小，形成边射方向图。图5―2―1

沿每条L边的磁流都由反对称的两个部分构成，它们在H面(xOz面)上各处的辐射互相抵消；而两条L边的磁流又彼此呈反对称分布，因而在E面(xOy面)上各处，它们的场也都相消。在其它平面上这些磁流的辐射不会完全相消，但与沿两条W边的辐射相比，都相当弱，成为交叉极化分量。

由上可知，矩形微带天线的辐射主要由沿两条W边的缝隙产生，该二边称为辐射边。首先计算y=0处辐射边产生的辐射场，该处的等效面磁流密度

Jms=-ezE0。采用矢位法，对远区观察点P(r,θ,φ)（θ从z轴算起，φ从x轴算起），等效磁流产生的电矢位可以由电流产生的磁矢位对偶得出：（5―2―3）

式中已经计入了接地板引起的Jms正镜像效应。积分得（5―2―4）由磁矢位引起的电场为（5―2―5）对于远区，只保留1/r项，得（5―2―6）

现在再计入y=L处辐射边的远场，考虑到间隔距离为λg/2的等幅同相二元阵的阵因子为（5―2―7）微带天线远区辐射场为（5―2―8）

实际上，kh<<1，上式中地因子约为1，故方向函数可表示为（5―2―9）H面（φ=0°，xOz面）：（5―2―10）

图5―2―2显示了某特定矩形微带天线的计算和实测方向图。两者略有差别，因为在以上的理论分析中，假设了接地板为无限大的理想导电板，而实际上它的面积是有限的。E面（θ=90°，xOy面）：（5―2―11）图5―2―2矩形微带天线方向图

原则上将方向函数F(θ,φ)代入方向系数的一般公式（1―2―18），就可以求得矩形微带天线的方向系数。当W<<λ时，矩形微带天线的方向系数D≈3×2=6，因子3是单个辐射边的方向系数。如果定义Um=E0h，按辐射电导的定义式可求得每一条辐射边的辐射电导（5―2―12）当W<<λ时，当W>>λ时，（5―2―13）（5―2―14）

矩形微带天线的输入阻抗可用微带传输线法进行计算。图5―2―3表示其等效电路。每一条辐射边等效为并联的导纳G+jB。如果不考虑两条辐射边的互耦，则每一条辐射边都可以等效成相同的导纳，它们被长度为L、宽度为W的低阻微带隔开。设该低阻微带线的特性导纳为Yc，则输入端的输入导纳为（5―2―15）

为微带线的相移常数,εe为其有效介电常数。当辐射边处于谐振状态时，输入导纳Yin=2Gr,m。图5―2―3矩形微带天线等效电路5.2.2双频微带天线（DuelBandMicrostripAntenna）

许多卫星及通信系统需要同一天线工作于两个频段，如GPS（GLOBALPOSITIONINGSYSTEM）全球定位系统、GSM（GLOBALSYSTEMFORMOBILECOMMUNICATIONS，全球移动通信系统）/PCS（PERSONALCOMMUNICATIONSERVICES，个人通信业务）系统等。同时，对于频谱资源日益紧张的现代通信领域,迫切需要天线具有双极化功能，

因为双极化可使它的通信容量增加1倍。对于有些系统，则要求系统工作于双频，且各个频段的极化又不同。微带天线的工作频率非常适合于这些通信系统，而微带天线的设计灵活性也使得微带天线在这些领域中得到了广泛的应用。目前已有很多关于双频、双极化或双频双极化微带天线的研究报道［