一种宽角扫描紧耦合阵列天线单元设计

陆娇君; 吴鸿超

doi:10.11884/HPLPB201931.190158

一种宽角扫描紧耦合阵列天线单元设计

doi: 10.11884/HPLPB201931.190158

陆娇君^1,,
吴鸿超^{1, 2, ,}

1.
南京电子技术研究所，南京 210039
2.
天线与微波技术国家重点实验室，南京 210039

基金项目:

“十三五”装备预研共用技术项目 41413060404

详细信息

作者简介:
陆娇君(1994—), 女，硕士研究生，从事宽带宽角扫描相控阵研究; saraeling@163.com

通讯作者:
吴鸿超(1976—), 男，高工，从事超宽带天线、电磁计算研究; babaywind@sina.com

中图分类号: TN822
计量
- 文章访问数: 1967
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- 被引次数: 2
出版历程
- 收稿日期: 2019-05-13
- 修回日期: 2019-08-12
- 刊出日期: 2019-11-15

Design of a wide-angle scanning tightly coupled dipole array element

Lu Jiaojun^1
,,
Wu Hongchao^{1, 2
, ,}

1.
Nanjing Research Institute of Electronics Technology, Nanjing 210039, China
2.
Science and Technology on Antennas and Microwave Lab, Nanjing 210039, China

摘要

摘要: 提出一种新型紧耦合偶极子阵列天线单元，并结合等效电路对天线参数进行分析与优化。引入频率选择表面置于天线口径上方，取代传统的电介质板，用以改善宽角扫描时阻抗变换。巴伦采用微带线到共面平行双线过渡结构，实现平衡馈电及阻抗变换。仿真结果表明，该阵列能够实现3倍频(2~6 GHz) E面80°、H面45°的波束扫描，且在扫描范围内有源驻波比均小于3。仿真得到的阵列法向交叉极化隔离度保持在25 dB，由于阻性FSS的损耗，天线增益有所下降。该天线结构简单紧凑，易于加工制作，实现了紧耦合阵列的小型化。
- 紧耦合阵列 /
- 宽带 /
- 宽角扫描 /
- 频选表面 /
- 阻抗匹配
Abstract: The paper proposes a novel tightly coupled dipole array antenna element design, and combines the equivalent circuit to analyze and optimize antenna parameters. The design introduces frequency selective surface placed above the antenna aperture to replace the traditional dielectric superstrate for wideband and wide-angle impedance matching. The balun employs microstrip to coplanar parallel two-wire transition structure to achieve balanced feed and impedance transformation. A prototype is simulated and the results show that the design provides a 3∶1 (from 2 GHz to 6 GHz) bandwidth while scanning to 80° in E-plane and scanning to 45° in H-plane, with an active VSWR < 3. Besides, the cross-polarization isolation of the array at broadside is kept at 25 dB, but the antenna gain is reduced due to the loss of the resistive FSS. The antenna has a simple and compact structure, easy to fabricate, thus realizes miniaturization of a tightly coupled array.
- tightly coupled dipole array /
- wide band /
- wide-angle scanning /
- frequency selective surface /
- impedance matching

HTML全文

当轻流体加速重流体时，流体交界面处会发生瑞利-泰勒不稳定性(RTI)^[1-4]。惯性约束聚变(ICF)^[5-8]内爆过程中，靶丸外表面高温高压低密度等离子体加速压缩内层高密度流体时，流体交界面会发生烧蚀瑞利-泰勒不稳定性(ARTI)^[9-12]，并且由于激光强度分布不均、靶丸表面粗糙程度等因素，ARTI的发展会被进一步放大，从而破坏内爆壳层的对称性，导致靶丸^[5]破裂，甚至影响点火热斑的形成。因此，ARTI的研究对聚变靶的内爆压缩及点火烧蚀具有重要意义。通常利用数值模拟方法研究ARTI，首先在无扰动下对一维流场进行稳定性分析，得到一个加速度基本保持不变的平衡流场，然后在烧蚀面处引入物理量的小扰动，追踪流场发展获得进一步的不稳定性分析。以往的单模扰动^[13-18]研究表明，ARTI的演化大致可以分为线性阶段与非线性阶段，其增长会受到烧蚀面附近物质的对流^[7]、烧蚀面密度梯度^[6]和预热^[19-21]等因素的影响，其中密度梯度效应对ARTI的线性增长和非线性阶段模耦合发展具有显著影响^[22]。

由于引起界面小扰动的因素很多，因此在烧蚀面附近可能引发多模扰动，从而激发许多新的谐波^[23-25]，这些耦合谐波会进一步影响ARTI的增长。本文研究的主要内容是双模扰动下带有预热的ARTI发展问题，这里的预热是指较低能的电子预热，所以能量是沉积在烧蚀面附近，因此如果预热程度越高，意味着烧蚀面密度梯度越大，烧蚀面宽则烧蚀程度强。由于预热会引起烧蚀面宽度（密度梯度效应)变化，数值模拟中设置强、中等和弱三种不同预热条件，通过一维稳定性分析，首先得到三种不同预热条件下的稳态流场，并在此基础上引入波长不同的两个速度扰动^[26]。研究中将数值模拟分为两组：第一组是长波与短波分别在强、中和弱三种预热条件下的耦合；第二组是短波与短波分别在强、中和弱三种预热条件下的耦合。通过数值计算给出高次谐波幅值随时间演化的曲线和ARTI演化一段时间后的气泡尖钉结构图，比较分析两种不同耦合方式下预热强度对谐波演化的影响可以发现，随着预热强度的增大，谐波增长趋势变缓。

1. 物理模型与控制方程

1.1 一维稳态流场

我们采用的物理模型为 $200\;{\text{μ}}\rm{m}$ 厚的CH平面靶，初始密度为 $1\;\mathrm{g}/{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{3}$ ，激光功率线性上升至4 ns后达到峰值强度 ${10}^{14}\;\mathrm{W}/{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{3}$ 然后维持峰值不变，临界密度为 $0.03\;\mathrm{g}/{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{3}$ 。将等离子体视为理想气体，考虑电子热传导，守恒型控制方程如下^[27]

$\dfrac{{\partial \rho }}{{\partial t}} + \nabla \cdot \rho {\boldsymbol{v}} = 0$

(1)

$\dfrac{{\partial (\rho {\boldsymbol{v}})}}{{\partial t}} + \nabla \cdot (\rho {\boldsymbol{vv}}) + \nabla \cdot p = 0$

(2)

$\dfrac{\partial }{{\partial t}}\Bigg(\dfrac{1}{2}\rho {\boldsymbol{v}} \cdot {\boldsymbol{v}} + \varepsilon \Bigg) + \nabla \cdot \Bigg[\Bigg(\dfrac{1}{2}\rho {\boldsymbol{v}} \cdot {\boldsymbol{v}} + \varepsilon + p\Bigg){\boldsymbol{v}}\Bigg] = \nabla \cdot (\kappa \nabla T) + S$

(3)

式中： $\rho$ ， ${\boldsymbol{v}}$ ， $T$ 和 $\varepsilon ={c}_{v}\rho T$ 分别为密度、速度、温度和内能，其中 $\left.{c}_{v}={\mathit{\Gamma}} /({\gamma }_{\mathrm{h}}-1\right)$ 是定容比热， ${\gamma }_{\mathrm{h}}=5/3$ 是CH材料中气体绝热指数； $\kappa$ 为电子热传导系数； $S$ 为激光能量。

对于电子热传导，我们采用的模型为

$\kappa=\kappa_{\mathrm{SH}} f(T) h$

(4)

其中 $\kappa_{\mathrm{SH}}=k_{S} T^{5 / 2}$ 为经典电子热传导系数， $h$ 取1， ${f}\text{(}{T}\text{)}{=c/}{T}^{3/2}+ {b/T+}\text{1}$ 为预热函数^[19]。数值模拟中可以通过改变 $b$ 和 $c$ 的值来改变预热程度。我们选取强预热(strong preheating，SP)、中等预热(moderate preheating，MP)和弱预热(weak preheating，WP)所对应的 $b$ 和 $c$ 的值，如表1所示^[28-30]。

表 1 三种预热条件的参数设置

Table 1. Parameter settings of strong, medium and weak preheating conditions

case	b	c
strong preheating (SP)	8.6	1.6
moderate preheating (MP)	2	0.4
weak preheating (WP)	0.86	0.24

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一维计算到8 ns左右，烧蚀面附近流场加速度基本保持不变，达到稳态。8 ns时三种预热情况下的一维平衡流场如图1所示。以最小密度梯度定标长度 ${L}_{\mathrm{m}}=\mathrm{min}\left[\left|\mathrm{\rho }{\left(\mathrm{d}\mathrm{\rho }/\mathrm{d}{x}\right)}^{-1}\right|\right]$ 来表征烧蚀面的宽度，SP，MP和WP三种情况下的一维平衡流场对应的 ${L}_{\mathrm{m}}$ 分别为 $1.83，0.41$ 和 $0.23\;{\text{μ}}\rm{m}$ ，这表明三种模型中，预热程度越大，烧蚀面越宽。

图 1 不同预热情况下的一维平衡流场的密度、速度和温度分布

Figure 1. Density, velocity and temperature distribution of one-dimensional equilibrium flow field under different preheating conditions

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1.2 线性增长率

设一维平衡流场以加速度g作匀加速运动，在加速运动的非惯性系坐标系下，二维形式的控制方程可以写为

$\dfrac{{\partial \rho }}{{\partial t}} + \dfrac{{\partial \rho u}}{{\partial x}} + \dfrac{{\partial \rho v}}{{\partial y}} = 0\;$

(5)

$\dfrac{{\partial \rho u}}{{\partial t}} + \dfrac{{\partial (\rho {u^2} + p)}}{{\partial x}} + \rho \dfrac{{\partial uv}}{{\partial x}} = \rho g\;$

(6)

$\dfrac{{\partial \rho v}}{{\partial t}} + \dfrac{{\partial \rho uv}}{{\partial x}} + \dfrac{{\partial (\rho {v^2} + p)}}{{\partial y}} = 0$

(7)

$\dfrac{{\partial \rho \varepsilon }}{{\partial t}} + \dfrac{{\partial (\rho \varepsilon + p)u}}{{\partial x}} + \dfrac{{\partial (\rho \varepsilon + p)v}}{{\partial y}} = \dfrac{\partial }{{\partial x}}\kappa \dfrac{{\partial T}}{{\partial x}} + \dfrac{\partial }{{\partial y}}\Bigg(\kappa \dfrac{{\partial T}}{{\partial y}}\Bigg)\; + \rho ug$

(8)

式中： $u$ 是 $x$ 方向速度； $v$ 是 $y$ 方向速度。该物理模型中烧蚀面距离激光吸收位置(临界密度附近)较远，因此可以忽略激光能量项 $S$ ，能量靠电子热传导传输。引入一个初始速度扰动

$\mathop {u'}\nolimits_{} = \displaystyle\sum\limits_i {\mathop u\nolimits_i \cos (\mathop k\nolimits_i y + \mathop \phi \nolimits_i )} \exp ( - \mathop k\nolimits_i \left| {\mathop x\nolimits_{} - \mathop x\nolimits_0 } \right|)$

(9)

$\mathop {v'}\nolimits_{} = \displaystyle\sum\limits_i {\mathop v\nolimits_i \sin (\mathop k\nolimits_i y + \mathop \phi \nolimits_i )} \exp ( - \mathop k\nolimits_i \left| {\mathop x\nolimits_{} - \mathop x\nolimits_0 } \right|)$

(10)

其中 ${k}_{i}=2\mathrm{\pi }/\lambda$ 表示波数， ${\phi }_{i}$ 表示相位，本文不考虑相位变化，即 ${\phi }_{i}=0$ 。通过数值计算得到各个波长下对应的线性扰动增长率如图2所示，WP情况下线性增长率最大，MP次之，SP最小。WP，MP和SP情况下对应的截止波长分别为 ${\lambda }_{\mathrm{W}\mathrm{P}}=4\;{\text{μ}}\rm{m}$ ， ${\lambda }_{\mathrm{M}\mathrm{P}}=4.2\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 ${\lambda }_{\mathrm{S}\mathrm{P}}=5\;{\text{μ}}\rm{m}$ ，这表明随着预热增强，截止波长在变大。三种预热情况下，扰动波长 $\mathrm{\lambda }= 18\;{\text{μ}}\rm{m}$ 左右具有最大线性增长率。

图 2 强、中和弱预热情况下的线性增长率

Figure 2. Linear growth rate under strong, medium and weak preheating

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接下来为了研究预热烧蚀效应对不同模耦合发展的影响，我们计算两组对比数值模拟。第一组扰动选在截止波长附近 ${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的短波与远离截止波长 ${\lambda }_{2}=40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波，第二组在截止波长附近 ${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 与 ${\lambda }_{2}=12\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的两个短波。不同波长初始幅值相同，为满足扰动周期性特点， $y$ 方向计算域为 $120\;{\text{μ}}\rm{m}$ 。

2. 分析与讨论

2.1 长波与短波耦合

随着不稳定性的增长进入弱非线性阶段，两个初始扰动模的相互作用开始变得明显，将产生和频谐波与差频谐波及介于两者之间的其他谐波^[31]。

长波与短波耦合所得到谐波幅值 $\eta$ 随时间的演化如图3所示。图3（a）为SP情况，图3（b）为MP情况，图3（c）为WP情况。比较发现，在三种预热条件下都产生了波长为 $40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $20\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的幅值涨幅较大的长波模，以及波长为 $13$ ， $10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的幅值涨幅较小的短波模。在5 ns左右，SP情况下长波模幅值迅速增长，短波模幅值增长被抑制，随后长波模一直占据上风，到7.5 ns左右， $40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $20\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模幅值达到第一个极值点 $30\;{\text{μ}}\rm{m}$ 左右，随后开始以震荡形式衰减，短波模幅值同时震荡衰减。在MP与WP情况下，5 ns左右长波模迅速增长，短波模幅值增长被抑制，长波模一直占据上风，到7.5 ns左右 $40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 长波模幅值达到 $30\;{\text{μ}}\rm{m}$ 左右，而 $20\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模幅值达到了 $70\;{\text{μ}}\rm{m}$ 左右，随后长波模与短波模开始迅速衰减。这表明长波与短波耦合情况，在三种不同预热程度下，长波模在弱非线性阶段占主导地位，而短波模受到抑制。在预热程度相对较少的MP与WP情况下， $20\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模幅值达到的峰值要高很多，这表明预热可以抑制谐波的增长。

图 3 不同预热情况下

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 与

${\lambda }_{2}=40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 双模扰动所激发的谐波的密度幅值随时间的演化

Figure 3. Temporal evolution of the density amplitude of harmonics excited by the coupling of two modes (short-and long-wavelength

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ and

${\lambda }_{2}=40\;{\text{μ}}\rm{m}$ ) in different preheating cases

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我们给出了波长为 ${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 与 ${\lambda }_{2}=40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的扰动下t=7.5 ns时的密度等值线，如图4所示。图4（a）为SP情况，图4（b）为MP情况，图4（c）为WP情况。可以看到此时气泡展现出两种不同的波长的结构，其波长大致为 $40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $20\;{\text{μ}}\rm{m}$ ，这是因为模耦合产生的和频与差频谐波（ $8\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $13\;{\text{μ}}\rm{m}$ ，前者增长不明显，文中没有给出其增长曲线)都为短波，耦合谐波的增长不大，演化中主要增长的模式为基模中的长波模（ $40\;{\text{μ}}\rm{m}$ )以及其二次谐波（ $20\;{\text{μ}}\rm{m}$ )。随着预热程度减小，这两种结构更加明显。这进一步说明在长波与短波的耦合情况下，长波结构占主导地位，且预热程度越高，气泡尖钉增长越慢。

图 4 不同预热情况下

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 与

${\lambda }_{2}=40\;{\text{μ}}\rm{m}$ 双模扰动下在t=7.5 ns时的密度等值线

Figure 4. Density contours for

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ and

${\lambda }_{2}=40\;{\text{μ}}\rm{m}$ mode coupling under different preheating at t=7.5 ns

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2.2 短波与短波耦合

短波与短波耦合所得到谐波幅值随时间的演化如图5所示。图5（a）为SP情况，图5（b）为MP情况，图5（c）为WP情况。在三种预热条件下都产生了波长为 $60$ ， $30$ ， $20$ 和 $15\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模，以及波长为 $12\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的幅值涨幅较小的短波模。在SP情况下，5.5 ns左右波长为 $60\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $30\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模的幅值迅速增长，短波模的幅值出现震荡，长波模一直占据上风，随后在8 ns左右，波长为 $60\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模达到峰值，波长为 $30\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模继续增长。在MP与WP情况下，5 ns左右波长为 $60\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $30\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波模迅速增长，长波模同样占据上风，而短波的幅值在整个过程中都处于小幅值震荡状态。MP和WP情况下，长波模幅值达到的最大幅值的时间比SP情况要早5 ns左右。这表明在短波与短波耦合中，会激发原本基模扰动中没有的长波模（该模态的波长满足两个短波波长的最小公倍数值)，并且在弱非线性阶段长波模占据主导，在预热较多的SP情况下，弱非线性阶段谐波幅值达到峰值的时间要更长。

图 5 不同预热情况下

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 与

${\lambda }_{2}=12\;{\text{μ}}\rm{m}$ 双模扰动所激发的谐波的密度幅值随时间的演化

Figure 5. Temporal evolution of the density amplitude of harmonics excited by the coupling of two short-wavelength modes (

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ and

${\lambda }_{2}=12\;{\text{μ}}\rm{m}$ ) in different preheating cases

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波长为 ${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 与 ${\lambda }_{2}=12\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的扰动下，t =7.5 ns时的密度等值线如图6所示。图6（a）为SP情况，图6（b）为MP情况，图6（c）为WP情况。此时气泡展现出多种不同的波长的结构，其中最为明显的是大约 $60\;{\text{μ}}\rm{m}$ 和 $30\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的长波结构。在MP和WP情况下， $60\;{\text{μ}}\rm{m}$ 的伞状尖钉结构更加明显。这也进一步说明了在短波与短波的耦合情况下，依然是长波结构占主导地位，且预热程度越小，气泡尖钉增长越快。

图 6 不同预热情况下

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ 与

${\lambda }_{2}=12\;{\text{μ}}\rm{m}$ 双模扰动下在t=7.5 ns时的密度等值线

Figure 6. Density contours for

${\lambda }_{1}=10\;{\text{μ}}\rm{m}$ and

${\lambda }_{2}=12\;{\text{μ}}\rm{m}$ mode coupling under different preheating at t=7.5 ns

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3. 结　论

本文采用数值求解流体方程的方法研究了不同预热条件下的双模扰动烧蚀-瑞利泰勒不稳定性的演化规律。通过一维稳态分析得到了强、中等和弱预热条件下的平衡流场，并在此基础上引入两个速度扰动，获得了双模耦合谐波幅值随时间的演化。在三种预热条件下，不论是长波与短波耦合还是短波与短波耦合，都会激发出许多新的高次谐波，并且谐波中的长波总是占主导。在我们设置的预热程度范围内，预热程度越大，长波结构增长越缓慢，这表明预热会抑制双模耦合高次谐波的增长，对烧蚀瑞利-泰勒不稳定性具有一定的致稳作用。

图 1 理想馈源馈电的TCDA模型及等效电路

Figure 1. TCDA model and equivalent circuit for ideal feed feeding

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图 2 (a) TCDA结构(b)宽带巴伦结构(c)宽带巴伦S参数仿真结果

Figure 2. (a) TCDA structure, (b) broadband balun structure and (c) broadband balun S-parameter simulation results

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图 3 FSS等效电路

Figure 3. Equivalent circuit of FSS

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图 4 电介质层与FSS仿真结果

Figure 4. Dielectric layer and FSS simulation results

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图 5 TCDA加载FSS时有源驻波系数特性曲线

Figure 5. Active VSWR characteristic curves loaded with FSS

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图 6 TCDA轴向可实现增益

Figure 6. Broadside realized gain of the TCDA

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图 7 20×∞有限阵列

Figure 7. 20×∞ finite array

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图 8 20×∞阵列归一化方向图，E面：0°/30°/45°/60°/70°/80°；H面：0°/30°/45°

Figure 8. 20×∞ finite array normalized pattern E-plane: 0°/30°/45°/60°/70°/80°; H-plane: 0°/30°/45°

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表 1 优化参数值

Table 1. Optimized parameter value (mm)

d_E	d_H	w	l	W₂	W₃	W₄	W₅	l₂	l₃	l₄	W_b
14.3	14.3	3.4	7.7	0.55	1.25	3	3	5	18	3.2	8

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施引文献

期刊类型引用(2)

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2.	杜翔宇，刘少伟，关娇，时建明. 基于电接触特性的电枢臂形状优化设计. 弹道学报. 2022(03): 103-110 . 百度学术

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1. 物理模型与控制方程
1.1 一维稳态流场
1.2 线性增长率
2. 分析与讨论
2.1 长波与短波耦合
2.2 短波与短波耦合
3. 结　论

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一种宽角扫描紧耦合阵列天线单元设计

doi: 10.11884/HPLPB201931.190158

作者简介:
陆娇君(1994—), 女，硕士研究生，从事宽带宽角扫描相控阵研究; saraeling@163.com

通讯作者:
吴鸿超(1976—), 男，高工，从事超宽带天线、电磁计算研究; babaywind@sina.com

计量

Design of a wide-angle scanning tightly coupled dipole array element

1. 物理模型与控制方程

1.1 一维稳态流场

1.2 线性增长率

2. 分析与讨论

2.1 长波与短波耦合

2.2 短波与短波耦合

3. 结　论

期刊类型引用(2)

其他类型引用(0)

计量

目录

1. 物理模型与控制方程

1.1 一维稳态流场

1.2 线性增长率

2. 分析与讨论

2.1 长波与短波耦合

2.2 短波与短波耦合

3. 结　论

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一种宽角扫描紧耦合阵列天线单元设计

doi: 10.11884/HPLPB201931.190158

作者简介: 陆娇君(1994—), 女，硕士研究生，从事宽带宽角扫描相控阵研究; saraeling@163.com

通讯作者: 吴鸿超(1976—), 男，高工，从事超宽带天线、电磁计算研究; babaywind@sina.com

计量

出版历程

Design of a wide-angle scanning tightly coupled dipole array element

1. 物理模型与控制方程

1.1 一维稳态流场

1.2 线性增长率

2. 分析与讨论

2.1 长波与短波耦合

2.2 短波与短波耦合

3. 结 论

期刊类型引用(2)

其他类型引用(0)

计量

出版历程

目录

1. 物理模型与控制方程

1.1 一维稳态流场

1.2 线性增长率

2. 分析与讨论

2.1 长波与短波耦合

2.2 短波与短波耦合

3. 结 论

作者简介:
陆娇君(1994—), 女，硕士研究生，从事宽带宽角扫描相控阵研究; saraeling@163.com

通讯作者:
吴鸿超(1976—), 男，高工，从事超宽带天线、电磁计算研究; babaywind@sina.com

3. 结　论

3. 结　论