Необходимые габариты безэховых камер

Затраты на создание безэховых камер во многом зависят от их габаритов. Поэтому определение технически обоснованных габаритов, минимальных для проведения измерений с заданной точностью, представляет практически важную задачу.

Длина безэховой камеры во многих случаях соответствует длине линии связи, необходимой при измерениях. Поперечные размеры, как правило, определяются условиями обеспечения необходимой безэховости. От минимального соотношения поперечных и продольных размеров БЭК зависит в значительной мере стоимость камеры, а в ряде случаев сама возможность реализации данных измерений в БЭК.

Для определения поперечных размеров БЭК в работе [7] принят критерий, по которому углы падения q поля на продольные поверхности камеры не должны превышать максимального угла q_max, оговоренного в документации на поглощающий материал (рис. 3.1).

Если l — длина линии связи между источником Ри точкой наблюдения Q, Dh — поперечные перемещения антенны, то ширина камеры должна быть

H ³ l/tgq_max +Dh (3.1)

Для современных отечественных и зарубежных РПМ q_max = 50... 60°. Следовательно, требуемая ширина БЭК в соответствии с выражением (3.1)

H ³ (0,84…0,58)×l + +Dh (3.2)

Необходимый поперечный размер камер примерно равен 0,6 ... 0,8 ее длины. Это соотношение может быть несколько улучшено применением камер рупорного типа, но при этом имеют место существенные ограничения по условиям запитки камеры и возможностям перемещения линии связи, о которых говорилось ранее. В тех случаях, когда в процессе измерений линия связи должна перемещаться в пространстве камеры, камеры с улучшенным соотношением длины к поперечным размерам (так называемые туннельные камеры) возможны лишь с профилем, имеющим значительную продольную неоднородность, например с профилем в виде поперечных диафрагм (рис. 3.2).

При этом поглощающий материал располагается на плоскостях, перпендикулярных оси камеры, и ограничивающее соотношение (3.1) несправедливо. В этом случае, однако, необходимо обеспечить достаточный поперечный размер пространства распространения.

Пусть пространство ограничено противолежащими идеально поглощающими экранами. Тогда поле за экраном

U = U₀G_Фр

где U₀- поле в отсутствие экрана; G_Фр - коэффициент френелевского ослабления поля за счет ограниченности пространства. Для симметрично расположенной линии связи, как известно [80],

G_Фр= (еⁱ^p^/⁴/ )×2F( )

где 2F( )— интеграл Френеля; т — количество зон Френеля

в зазоре между экранами.

При перемещении точки наблюдения в пространстве камеры относительная величина колебаний амплитуды поля не должна превышать допустимой безэховости.

Условие допустимого ограничения пространства распространения

çG_Фр_m - G_Фр_m₊₂÷ £ L_доп (3.3)

Из этого условия, заменяя для больших т интеграл Френеля первым членом его асимптотического ряда, получим минимальное количество зон Френеля, которое необходимо обеспечить в зазоре между экранами,

çG_Фр_m - G_Фр_m₊₂÷ = 2 /p

m ³ 8/p²L²_доп (3.4)

Минимально допустимое расстояние от оси камеры до кромки ограничивающего экрана равно размеру малой полуоси эллипса зоны Френеля:

b » /2 (3.5)

Подставляя (3.4) в (3.5) и обозначая через у угол между осью камеры и направлением на кромку ограничивающего экрана (рис. 3.2), получаем

tgg ³ (3.6)

При 1/l=100 даже для L_ДОП= —20 дБ получим tgg ³ 0,9.

Прямоугольная ограничивающая апертура не дает улучшения соотношения между поперечным и продольным размерами камеры. Улучшение этого соотношения возможно лишь при выполнении кромки ограничивающей апертуры в форме звездообразной ломаной линии, как показано, например, на рис. 3.3. В безэховую зону не попадает поле, рассеянное линейными отрезками кромки поглощающего экрана.

Для получения выражений типа (3.6), позволяющих определить требуемые соотношения между поперечными и продольными размерами безэховой камеры, воспользуемся решением в приближении Кирхгофа задачи дифракции на «заостренной» идеально поглощающей полуплоскости — угловом плоском экране, не пропускающем поле и тем ограничивающем пространство распространения.

Пусть в точке Р(рис. 3.3) расположен источник сферической волны, Q— точка наблюдения, S_Э — область пространства, перекрытая экраном. Тогда относительное поле в точке приема

E(q) = 1 - E_Э(q)/E₀(q), (3.7)

где E₀(q)— неискаженное поле в точке Q(без экрана); E_э(q)— поле из области S_Э,дополнительной к области распространения.

В соответствии с принципом Гюйгенса—Френеля поле помехи за счет экранирования

E_Э(q)/E₀(q) ~ A(r_м)eⁱ^D^F(r^м⁾dS (3.8)

где A(r_м)— амплитудный множитель, учитывающий расхождение сферической волны по пути r_ми r_с (рис. 3.3); DF(r_м)— разность фаз прямого поля и поля из точек области S_Э.

Подынтегральное выражение (3.8) содержит быстроосцилли-рующий фазовый множитель. Поэтому вычисление интеграла можно проводить методом стационарной фазы. Разложим фазу подынтегрального выражения

DF(r_м) = к (r_PM + r_QM) - к (r_PC + r_QC) (3.9)

в ряд по r_мотносительно точки стационарной фазы Сна пересечении линии связи с плоскостью экрана.

По условию выбора точки стационарной фазы в разложении DF(r_M)наибольшим останется квадратичный член, который, как можно показать, зависит от r_^— расстояния точки Мповерхности экрана до линии связи PQи приведенного расстояния r_сточек Ри Q до плоскости экрана. Тогда

DF (r_м) » к/2 (3.10)

где

r_^ = ; (3.11)

= r_PC × r_QC/(r_PC + r_QC) ; (3.12)

к = 2p/l - волновой коэффициент;

r° — единичный вектор вдоль PQ.

Удобно перейти к интегрированию по проекции S_Эна плоскость, перпендикулярную линию связи PQ, изменив одновременно масштаб.

Введя переменную вида

r = r_^ (3.13)

и вынося из под знака интеграла амплитудный множитель в точке 0 вершины экрана, ближайшей к точке стационарной фазы С, получим вместо (3.8) интеграл по угловой области s_э

~ ,(3.14)

, (3.15)

п — единичный вектор нормали к экрану.

На рис. 3.4 изображена область интегрирования s_э.

При проектировании на плоскость, ортогональную r°, орты е^± вдоль ребер S_Э переходят соответственно в т^± (см. рис. 3.4):

m^±= [e^± - r⁰(e^±× r⁰)] / . (3.16)

Как легко видеть, интеграл по s_э может быть вычислен как сумма интегралов по b⁺ и b^- — углам заострения составляющих полуплоскости. После интегрирования по угловой координате j вычисление поля помехи сводится к вычислению интеграла вида

J(r₀,r₁) = , (3.17)

где р₀ и p₁ для области s_эпредставлены на рис. 3.4. Заметим, что в нашем случае p₀<p₁ для любых b ¹ p/2. Для случая р₀>>1 интеграл (3.17) может быть вычислен асимптотически. Для этого разложим arccos(p₀/p) в ряд Тейлора вблизи p₁ и ограничимся двумя членами разложения

. (3.18)

Подставляя (3.18) в (3.17), интегрируя по частям и переходя к асимптотике интеграла Френеля, получаем

J(r₀,r₁) » . (3.19)

Подставляя из (3.13) значение r₁ получаем для поля помехи следующее выражение:

. (3.20)

Из условия E_Э(q)/E₀(q) £ L_допполучим

. (3.21)

В случае симметричного расположения источника и точки наблюдения r_PC= r_QC= l₀/2, = l₀/4 и b⁺= b^-= b

(3.22)

или

. (3.23)

Для случая 1=100l, рассмотренного ранее, используя заостренный экран углом 2b=120°, получим для А(0)»1 из неравенства (3.23) для L_ДОП = -20 дБ tgg_доп ³ 0,2; для L_ДОП = -40 дБ tgg_доп ³ 0,6.

Итак, используя заостренные поперечные поглощающие экраны или пирамидальные рассеиватели, дающие звездообразный просвет поперечного сечения безэховой камеры, удается получить существенный выигрыш в соотношении длины камеры к ее поперечному сечению.

При отношении длины линии связи в камере к просвету поперечного сечения 2:1 и 3: 1 для l = 100l, принципиально могут быть реализованы безэховости соответственно -40 и -30 дБ.

⇐ Назад

Далее ⇒