宽带双圆极化天线设计

摘要

  随着无线通信技术的不断发展，宽带双圆极化天线因其具有较宽的通信容量、较佳的接收质量等优势，在通信系统中占据日益重要的地位。本文主要是以微带贴片天线作为研究对象，围绕微带天线的圆极化带宽拓展、圆极化的双旋向辐射实现两个方面展开研究工作。
  本文对宽带双圆极化微带天线的前沿动态、理论分析、实现方法以及潜在的应用前景进行了总结概括。主要内容涵盖微带天线辐射原理、极化分析理论、双圆极化设计、宽带实现方法、极化分集技术等。首先基于特征模理论分析了传统微带贴片天线的模式带宽，通过增加厚空气介质降低天线Q值从而提高天线的工作带宽；针对厚介质同轴馈电加载电感值较大的问题，设计了L型探针耦合馈电的圆极化天线，通过引入抵消电容，展宽了馈电带宽。
  考虑加工实际，设计了一种便于加工的馈电探针，采用威尔金森功分器及紧凑型宽带90°移相器实现了56%的-10dB带宽及大于36%的3dB轴比带宽。针对耦合馈电探针隔离度较差的问题，另设计了宽带高隔离度分支线耦合器提高了RHCP/LHCP馈电之间的隔离度，并制作实物实现了约65.6%的-10dB带宽及48.8%的3dB轴比带宽，且目标带内隔离度满足设计要求。

关键词：特征模，L型探针，宽带双圆极化

第一章 绪论

1.1 研究背景与意义

  自十九世纪马可尼实现无线电通信以来，基于电磁波的无线通信技术迎来蓬勃发展，如今无线技术在移动通信、雷达探测、交通物流、医疗制药、物联网等等行业有广泛应用，早已深入人们生活工作的方方面面。作为电磁波发射与接收的入口，天线在现代通讯系统中占据重要地位，对特定的无线传输系统来讲，天线的远场方向图、主瓣宽度、辐射增益、辐射阻抗等参数对整个系统有着举足轻重的影响，直接关系到该系统能否正常运作。伴随着通讯技术的发展，人们从未停止对高性能天线的追逐，在未来，天线作为通讯行业的基础学科仍将长期发展下去。
  在多种多样的天线中，微带贴片天线作为天线中的重要类别，因其采用印制电路板工艺便于加工、型制多样功能丰富等原因已成为十分常用的设计方案。其中，圆极化天线在现代通讯技术亦取得日益广泛的应用。圆极化天线是指能辐射接收圆极化电磁波的天线，标准的圆极化一般难以实现，通常认为当辐射轴比小于3dB的椭圆极化即为圆极化天线。圆极化天线较之于线极化天线具有以下优势：
  第一，圆极化天线具备更好的接收灵敏度和极化匹配率；根据极化合成理论可知，圆极化天线可以接收任意极化方向的线极化波来波，任意的线极化天线也能接收圆极化天线辐射的电磁波。
  第二，圆极化天线具有更好的抗干扰能力；当圆极化波在遇到障碍物时产生反射时，其回波为旋向相反的圆极化波，两者相互隔离，当其在面对复杂的电磁空间环境时，具有更强的抗干扰能力。
  第三，圆极化天线系统具有更好的电磁兼容性；圆极化天线不同旋向的圆极化波之间具有天然的极化正交性，使得左旋圆极化波和右旋圆极化波之间具有良好的隔离度，提高了设备的电磁兼容性。
  目前频谱资源缺乏竞争日益激烈，基于频率复用技术和极化分集技术的双圆极化天线通信系统应运而生，出现满足卫星通信上下行的双频带双圆极化天线、利用极化隔离的双圆极化天线。通过使用双圆极化天线系统，可极大地提升通信系统的通信容量，提高频谱使用效率，目前在军事通信、卫星导航通信、高通量数据传输等领域双圆极化天线得到了大规模使用。

1.2 国内外研究现状

  在微带天线的空腔模理论发展之初，Richards, W和Lo, Y在准方形贴片和切角切片上通过激励相互正交的两个线极化辐射圆极化波[1]，并给出了参考设计方案，但这种基于空腔模理论所设计的传统微带贴片圆极化天线其工作带宽普遍较窄(约0.3%~3%)。随着天线带宽拓展方法及加工技术的发展，在天线型制及馈电网络上不断改进，目前实现宽带双圆极化方法繁多，主要有：交叉偶极子结构、缝隙共面波导(CPW)结构、微带开槽天线结构、正弦天线结构、多层微带堆叠结构、超表面或金属表面加载结构等。Rupesh Kumar，Bernard Huyart等学者在交叉偶极子基础上利用哑铃状贴片拓展带宽，实现了6~8.5GHz带内的双圆极化[2]。

1.3 本文主要内容及章节安排

  本文主要对宽带双圆极化天线的理论分析、设计方法、改进技术等方面进行了详细的阐述，在采用微带贴片的前提下，从传统的圆极化微带贴片天线出发，逐步改进馈电方案实现宽带辐射，修改辐射贴片改善圆极化轴比；为实现双圆极化辐射，设计了宽带高隔离度的功分移相馈电网络，最终完成始用于S波段卫星通信的宽带双圆极化天线，工作带宽1.9∼2.3GHz，左右旋圆极化增益大于4dBic，端口隔离度大于15dB。围绕其展开的关于设计流程、分析方法、加工实际等经验对类似双圆极化天线的制作具有一定的的借鉴意义。现将本文内容展开如下：
  第一章为绪论部分，主要介绍宽带双圆极化的研究背景以及应用实际，对国内外不同的宽带双圆极化天线设计方案进行了介绍，并对不同方案的优势缺点、适用范围做了简略分析，最后对本文的行文思路，各个章节的主要内容简要介绍。
  第二章阐述了设计圆极化微带天线的基础理论，包括微带贴片天线的辐射理论，方便对准方形贴片或圆极化贴片进行初步的模式分析；以及电磁波的极化合成理论，在已知天线的工作模式下，通过合理的极化合成以期实现辐射圆极化波；也叙述了特征模分析理论，分析特征模、特征角、模式电流系数等参数在设计过程中的作用及物理意义，并简要叙述了圆极化天线相关性能参数。
  第三章在上述理论分析的基础上借助CST Suite Studio对准方形和圆形的传统微带贴片天线进行了特征模分析，从中选取适合合成圆极化的工作模式，结合特征角、模式电流系数分析圆极化实现方案；另对厚空气介质的天线模型进行了仿真，分析了其潜在的宽带特性，为后续设计打下基础。
  第四章为宽带圆极化天线的馈电探针设计，针对厚介质的微带贴片天线传统探针直接馈电引入较大电感值的问题，为引入抵消电容采用了L型的耦合馈电探针，从而获得较宽的阻抗带宽，改进了辐射改善了高频的轴比；同时考虑到实际加工，提出了一种便于加工的馈电探针，并利用ANSYS HFSS进行了仿真验证。
  第五章为实现宽带的双圆极化工作模式，分别设计了威尔金森功分移相器、宽带分支线耦合器两种不同的宽带馈电网络，利用奇偶模分析法分析了其工作原理，结合仿真简明阐述了其不同的优缺点。
  第六章为宽带双圆极化天线整体模型，针对两种不同的设计方案的分析，总结了其在圆极化模式下的优劣，并最终选择一款加工实物，测量并比较其是否满足设计指标要求。
  第七章为本设计方案的全文总结，展望了该双圆极化微带天线的应用前景，并阐述了设计的不足之出，希望能为后者参考。

第二章 圆极化微带天线基础理论

2.1 引言

  现代天线设计中，微带天线是广泛使用的天线类型，自上世纪七十年代初提出的由一个厚度远小于λ的薄介质片，在其上将矩形、圆形或其他几何形状的辐射贴片采用金属沉积或蚀刻的印制电路工艺制作，并在背面贴上金属薄层作接地板构成于微带结构近似的微带天线，因其制造工艺简单、成本低、重量轻、体积小、形式多样、易共形等优点，已成为一种设计十分成熟、加工十分便捷的天线。本文亦采取此类天线作为设计方案，因此有必要对微带贴片天线的基本工作原理、分析方法及相关性能指标作简单介绍。

2.2 微带天线辐射理论

  如图2-1(a)所示的矩形微带贴片天线，矩形微带辐射源与接地板的距离远小于λ，从而假定介质基片中电场沿微带宽边a和厚度h方向没有变化，仅仅沿b边变化，变化如图2-1(b)所示，其辐射场可认为大部分由辐射元边沿开路上的边缘场产生；由于$b\approx \lambda /2$ ，边缘场相对于地板的法向分量相差180°相互抵消，而切向分量叠加，故在远区场中端射分量较小，在侧射方向得到最大辐射场[9]。

1. 考虑微带贴片和接地板之间的场是由入射和出射的TEM波所合成的，TEM波的电场只有$E_z$ 分量，磁场只有$H_x$ 和$H_y$ 分量，所有场是x、y的函数，与z无关。
2. 微带贴片外表面电流为零，除激励点外所有边缘的法向电流为零，不计磁场沿边缘的切向分量的影响，仅有切向电场存在，如图2-2将微带天线视作上下为电壁，四周为磁壁的谐振腔。
3. 根据等效原理，将微带馈线用平行于z轴的电流源替代。
4. 视金属板的电导率为无穷大，微带天线的介质材料为均匀各项同性无耗材料。
   

由上述边界条件，面电流和面磁流可由切向电场和切向磁场分别表示。
$$J=\hat{n}\times H \tag{2-1}$$
$$J_m=E\times \hat{n} \tag{2-2}$$
  其中n ̂为天线表面的法向单位矢量。认为辐射贴片元上下表面的面电流和面磁流在远场均有贡献，分别考虑电流和磁流单独存在时远场的位函数，由叠加原理，通过位函数求解天线的辐射场。
  当只有电流存在时，为便于表达省略了场和电流的时间因子$e^{j\omega t}$ ，在微带天线外任意点$P(r,\theta,\varphi)$的电场和磁场为:
$$E_{e}(r) = - \frac{j}{\omega\mu\varepsilon}\nabla\left( {\nabla \cdot A} \right) - j\omega A\tag{2-3}$$
$$H_{e}(r) = \frac{1}{\mu}\nabla \times A\tag{2-4}$$
$E_e(r)$、$H_e(r)$分别是由电流产生于远场P点的电场和磁场；$\varepsilon$为媒质介电常数，$\mu$为媒质磁导率，$\omega$为角频率，A为矢量磁位。
$$A = \frac{\mu}{4\pi}{\iint_{s}{\frac{J\left( r^{'} \right)e^{- j\beta{|{r - r^{'}}|}}}{\left| {r - r^{'}} \right|}dS^{'}}}\tag{2-5}$$
  其中$\beta$为自由空间的相位常数，$J (r^{'})$为距离坐标原点$r^{'}$处的面电流密度，$r$,$r^{'}$ 分别表示场点和源点的坐标。
  当只有磁流存在时，在微带天线外任意点$P(r,\theta,\varphi)$的电场和磁场为:
$$E_{m}(r) = - \frac{1}{\varepsilon}\nabla \times F \tag{2-6}$$
$$H_{m}(r) = - \frac{j}{\omega\mu\varepsilon}\nabla\left( {\nabla \cdot F} \right) - j\omega F \tag{2-7}$$
  其中$E_m(r)$、$H_m(r)$分别是由磁流产生于远场P点的电场和磁场；F为矢量磁位。
$$F = \frac{\varepsilon}{4\pi}{\iint_{s}{\frac{J_{m}\left( r^{'} \right)e^{- j\beta{|{r - r^{'}}|}}}{\left| {r - r^{'}} \right|}dS^{'}}}\tag{2-8}$$
故当电流和磁流同时存在时的总场量应为：

$$ E(r) = E_{e}(r) + H_{e}(r)\begin{matrix} = - \frac{j}{\omega\mu\varepsilon}\nabla\left( {\nabla \cdot A} \right) - j\omega A - \frac{1}{\varepsilon}\nabla \times F} \tag{2-9} \\ \end{matrix} $$

$$ H(r) = H_{e}(r) + H_{m}(r)\begin{matrix} {= \frac{1}{\mu}\nabla \times A - \frac{j}{\omega\mu\varepsilon}\nabla\left( {\nabla \cdot F} \right) - j\omega F} \tag{-10} \\ \end{matrix} $$

建立如图2-3坐标系，考虑远场$r\gg r^{'}$ ，将幅度因子中的$|r-r^{'}|$替换为r，即认为辐射贴片上各点到场点的射线是相互平行的，但由于场点位置对相位影响较大，不能做同样等效，可将相位因子中的$\left| {r - r^{'}} \right| \approx r - r^{'}{\mathit{\cos}\xi}$

$$ r^{'}{\mathit{\cos}\xi} = \frac{\overset{\rightarrow}{r} \cdot {\overset{\rightarrow}{r}}^{'}}{r} = \frac{1}{r}\left( {x^{'}r{\mathit{\sin}\theta}{\mathit{\cos}\varphi} + y^{'}r{\mathit{\sin}\theta}{\mathit{\sin}\varphi} + z^{'}r{\mathit{\cos}\theta}} \right)\begin{matrix} {= x^{'}{\mathit{\sin}\theta}{\mathit{\cos}\varphi} + y^{'}{\mathit{\sin}\theta}{\mathit{\sin}\varphi}} \tag{2-11} \\ \end{matrix} $$

由式2-5可知，远区场的矢量磁位为：

$$ A = \frac{\mu}{4\pi r}e^{- j\beta r}{\int_{- \frac{a}{2}}^{\frac{a}{2}}{{\int_{- \frac{b}{2}}^{\frac{b}{2}}{J\left( {x^{'},y^{'}} \right) \times e^{j\beta{({x^{'}{\mathit{\sin}\theta}{\mathit{\cos}\varphi} + y^{'}{\mathit{\sin}\theta}{\mathit{\sin}\varphi}})}}}}dx^{'}dy^{'}}}\tag{2-12} $$

同理可得远区场的矢量电位F，从而进一步求得远区电场的辐射场。