何海波 金銘* 韓宇南 李彬 白明

（1. 北京化工大學(xué)信息科學(xué)與技術(shù)學(xué)院，北京 100029；2. 中國科學(xué)院國家空間科學(xué)中心 微波遙感重點實驗室，北京 100191；3. 北京航空航天大學(xué)電子信息工程學(xué)院，北京 100191）

引 言

照射場控制一直是散射測量中的重要議題，如在緊縮場中，通過反射面形成輻相平坦的平面波照射區(qū)域，覆蓋待測目標(biāo)，從而實現(xiàn)在近場空間內(nèi)測得遠(yuǎn)場散射的目的.相對的，在弓形法的平板反射率測量中，收發(fā)天線往往采用電小口徑的喇叭天線，此時對待測平板的尺寸就需要進(jìn)行限制(球面波照射場導(dǎo)致)，并且這種傳統(tǒng)的小口徑天線照射設(shè)計思路在高頻段的應(yīng)用中已不再適用.

中國科學(xué)院國家空間中心研制的微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置，目標(biāo)覆蓋6～500 GHz 寬頻帶.該標(biāo)準(zhǔn)裝置所針對的微波黑體目標(biāo)，主要以涂敷尖錐陣列的形式構(gòu)成[1].該計量標(biāo)準(zhǔn)裝置的主要工作模式是通過對俯仰角的掃描對比測量，獲取黑體的積分反射率[1-3]，其中的關(guān)鍵是測得微波黑體微弱的遠(yuǎn)場散射特征，即其Floquet 散射瓣[4-10].前期的機理仿真研究表明，基于高斯波束照射場，在目標(biāo)區(qū)形成相位平坦，幅值邊緣衰減的照射效果，可以在近場條件下測得黑體周期結(jié)構(gòu)的遠(yuǎn)場散射特征[2].

本文介紹基于準(zhǔn)光技術(shù)的近場照射天線設(shè)計實現(xiàn)，設(shè)計流程起始于基本的圓錐喇叭天線，通過等效高斯波束參數(shù)提取、鏡面設(shè)計、折疊光路設(shè)計，最終實現(xiàn)具備緊湊的和高聚束性的設(shè)計.微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置中的測試數(shù)據(jù)表明，實現(xiàn)的收發(fā)天線組聚束性好，在保證裝置良好動態(tài)范圍的同時，準(zhǔn)確測得黑體目標(biāo)的遠(yuǎn)場散射特征.本文介紹的近場照射天線設(shè)計，對亞毫米波一般性的反射率測量也具備重要的應(yīng)用價值.

1 設(shè)計方法

1.1 總體設(shè)計思路

基于準(zhǔn)光技術(shù)的近場照射天線的設(shè)計目標(biāo)是在目標(biāo)區(qū)形成相位平坦、幅值衰減的等效照射分布.在亞豪米波段，金屬反射鏡是最為有效的聚焦手段，相比毫米波段常采用的透鏡設(shè)計具有損耗小、精度高的優(yōu)點.理想情況下，準(zhǔn)光光路的設(shè)計基于準(zhǔn)高斯輻射的饋源和反射鏡實現(xiàn)，其中前者的常見形式包括頻段較寬的圓錐波紋喇叭天線和頻段較窄的圓錐雙模天線[11].對于散射和反射率測量而言，希望系統(tǒng)具備足夠的測量帶寬，因此更希望使用圓錐波紋喇叭天線.但是由于其內(nèi)壁存在大量細(xì)密的波紋，導(dǎo)致設(shè)計加工成本較高[12]，限制了其推廣使用.本文介紹的準(zhǔn)光照射天線設(shè)計，基于基本的圓錐喇叭天線開展，后續(xù)的仿真和實驗結(jié)果表明，即使采用這種低成本的饋源，形成的準(zhǔn)光照射天線也能達(dá)到良好的聚焦設(shè)計效果.

以170～220 GHz 的圓錐喇叭饋源為例，其輻射場存在明顯的副瓣，如圖1 所示為在其基礎(chǔ)上進(jìn)行準(zhǔn)光光路設(shè)計，需要提取其輻射場中的高斯基模(式(1)).具體而言：可以通過調(diào)整參考高斯基模的束腰大小ω0和束腰到輻射口面的傳播距離z，尋找高斯基模含量的最大值(式(2))，來提取圓錐喇叭饋源輻射場中的等效高斯基模分量.以該天線為例，其在195 GHz 的等效高斯基模參數(shù)為：ω0=2.05λ0，λ0為自由空間中的波長；z=36 mm，含量為91.1%.相對應(yīng)的，圓錐波紋喇叭天線的高斯基模含量可達(dá)98.5%.

圖1 饋源天線的輻射口面場及其遠(yuǎn)場輻射方向@195 GHzFig.1 The radiating aperture field of the feed antenna and its far-field radiating pattern@195 GHz

高斯基模標(biāo)量場分布可表示為

針對喇叭天線的主極化場Ecol(r)，可在輻射口面上求得高斯基模含量：

1.2 主鏡面設(shè)計

準(zhǔn)光光路的設(shè)計原則是將饋源的擴(kuò)散性波束變換成在目標(biāo)區(qū)匯聚的聚束性波束，其中完成波束轉(zhuǎn)換的關(guān)鍵組件是主反射鏡.在遠(yuǎn)場測量中，常采用拋物鏡將饋源的擴(kuò)散波束修整為定向型波束.在本文近場照射應(yīng)用中，需要在目標(biāo)區(qū)實現(xiàn)相位平坦、幅值邊緣衰減的照射效果，此時，在目標(biāo)區(qū)設(shè)計成高斯束腰的場效果更合適.這一設(shè)計思路可以借助高斯波束傳播理論中經(jīng)典的橢球鏡設(shè)計來實現(xiàn).相對應(yīng)的，遠(yuǎn)場照射常用的拋物鏡面設(shè)計，雖然其在反射面出射口徑處也可完成平面波相位整型，但是波束再經(jīng)過一段近場傳播后，會發(fā)生波束擴(kuò)散現(xiàn)象，此時目標(biāo)區(qū)照射場的相位平坦性和幅值聚束性不如橢球鏡反射的再匯聚場.

根據(jù)高斯波束傳播理論[11]，橢球反射鏡進(jìn)行束腰波束變換的幾何關(guān)系如圖2 所示.橢球鏡將束腰位置距反射面中心din的高斯波束(束腰為ωin)變換為束腰位置距反射面中心dout的高斯波束(束腰為ωout)，入射波束與出射波束指向之間的夾角為θ，橢球鏡本身的參數(shù)可由R1、R2、θ 決定[11,13].

圖2 準(zhǔn)光主反射面對高斯波束的變換原理示意圖Fig.2 The transformation schematic of the quasi-optical main reflection aperture to the Gaussian beam

具體而言，參數(shù)設(shè)計中利用高斯波束傳播理論，由din、ωin和ωout得到dout、R1、R2等參數(shù)，進(jìn)而完成主鏡面設(shè)計，如下所示：

以170～220 GHz 頻段的照射天線為例，目標(biāo)在1.25 m 左右形成匯聚的焦斑.在中心頻點195 GHz，饋源天線形成的等效高斯束腰ωin為2.05λ0，入射束腰距反射鏡中心的距離din為230 mm，出射高斯波束束腰ωout為17.7λ0，得到出射束腰位置距反射鏡中心的距離dout為1 298 mm，橢球鏡的R1為232 mm，R2為3 062 mm，按照θ=60°，即可得出橢球鏡面參數(shù)，完成設(shè)計.在此參數(shù)下，得到圖3 中的場分布結(jié)果，即主反射鏡將束腰距離較近的入射高斯波束變換到距離較遠(yuǎn)的聚焦高斯波束.進(jìn)一步，在此基礎(chǔ)上形成實用的聚焦天線設(shè)計.

圖3 主反射面對饋源等效高斯基模場的反射變換@195 GHzFig.3 The reflection transformation of the main reflection aperture to the equivalent Gaussian fundamental mode field of the feed@195 GHz

1.3 折疊光路設(shè)計

準(zhǔn)光照射天線的應(yīng)用中，需考慮實際的安裝使用狀態(tài)：首先，在67 GHz 以上的頻段，需要搭配擴(kuò)頻模塊組成信號鏈路，并且擴(kuò)頻模塊需要直接通過波導(dǎo)與饋源相連；然后，在空間中心微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置的應(yīng)用中，包括擴(kuò)頻模塊在內(nèi)的天線整體需要安裝在角度掃描懸臂之上，故天線整體需要實現(xiàn)緊湊的設(shè)計.

因此，對原有偏饋式的饋源-反射面設(shè)計，加入次級平面反射鏡，形成對光路的折疊，可以使饋源與擴(kuò)頻模塊的連接平行于出射光軸，且顯著降低了天線的橫向尺寸，使得天線整體便于安裝在微波黑體發(fā)射率裝置的角度掃描懸臂之上.在圖4 中，分別給出了在電磁仿真(使用商業(yè)仿真軟件FEKO[14])中的折疊光路天線-鏡面模型，和實際制作的便于安裝使用的準(zhǔn)光照射天線模組.

圖4 準(zhǔn)光近場照射天線的折疊光路設(shè)計(170～220 GHz)Fig.4 The path-folded near-field quasi-optical antenna (170-220 GHz)

設(shè)計中，結(jié)合FEKO 的全波數(shù)值算法多層快速多極子算法 (multi-level fast multi-pole method,MFLMA)，對折疊光路的天線結(jié)構(gòu)進(jìn)行仿真驗證和分析，典型結(jié)果如圖5 所示.在結(jié)果中，分別考慮了170～220 GHz 頻段的起點頻率和終點頻率.從圖5(a)可以看到，由于選取的饋源本身是可以覆蓋該頻段的寬帶天線形式，在170 GHz 和220 GHz 的邊頻，近場照射天線也可以形成良好的聚束照射效果.從圖5(b)可以看到，相比饋源本身存在明顯副瓣的情況，折疊光路的準(zhǔn)光照射天線由于聚束性好，副瓣被顯著壓低.這一特性可以避免近場雙站散射測量中天線直漏對弱散射信號的干擾.

圖5 折疊光路照射天線的出射近場分布和遠(yuǎn)場輻射方向圖Fig.5 The far-field radiation pattern of the path-folded nearfield quasi-optical antenna

進(jìn)一步，圖6 給出了在目標(biāo)區(qū)(距反射面中心1.25 m 處)的聚焦照射場分布，可以看到，隨著頻率的升高，焦斑大小有所減小，但是在聚束焦斑范圍內(nèi)，相位都保持了平坦.即本文中的近場照射天線可以在寬帶范圍內(nèi)保持幅值聚束相位平坦的照射效果.此外，目標(biāo)區(qū)的聚焦場分布也體現(xiàn)出了一定的邊緣副瓣現(xiàn)象，其本質(zhì)是饋源輻射的不理想造成的.并且由于圓錐型饋源本身E 面和H 面的主瓣寬度不相同，造成這里的聚束焦斑呈橢圓型而非理想的圓形.這兩點不理想性，可以通過將饋源替換為準(zhǔn)高斯輻射的圓錐波紋喇叭饋源來解決[11-12].

圖6 在目標(biāo)區(qū)形成的照射束斑場分布Fig.6 The distribution of the irradiating beam spot field formed in the target area

最后，圖7(a)給出了主鏡面采用拋物鏡時的近場出射場分布.可以看出，當(dāng)主鏡面采用遠(yuǎn)場天線常用的拋物鏡時，波束離開鏡面后會隨著傳播而趨于發(fā)散.這一結(jié)果與采用橢球鏡的再匯聚效果(圖7(b))相對比，進(jìn)一步說明了本文準(zhǔn)光橢球鏡設(shè)計的有效性.

圖7 兩種主鏡面反射后的出射近場分布@170 GHzFig.7 The near-field distribution @170 GHz

2 微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置中的應(yīng)用

本文介紹的準(zhǔn)光近場照射天線，圍繞著微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置的應(yīng)用需求設(shè)計[1-3,15].折疊光路的準(zhǔn)光近場照射天線是其中40～500 GHz 頻率范圍內(nèi)的收發(fā)天線形式，共分為6 個頻段.圖8 給出了不同頻段時的天線應(yīng)用場景，可以看出折疊光路的設(shè)計使得天線整體保持緊湊、便于安裝.

圖8 微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置中應(yīng)用的近場準(zhǔn)光照射天線Fig.8 Near field quasi-optical illumination antenna used in the standard facility for microwave blackbody emissivity testing

準(zhǔn)光近場照射天線可為微波黑體的積分反射率(發(fā)射率=1-積分反射率)測定提供必要的照射控制，以便在近場條件下測得來自微波黑體周期性結(jié)構(gòu)的Floquet 散射瓣特征[4-10]，進(jìn)而在其基礎(chǔ)上完成有限散射測值向積分反射率的準(zhǔn)確反演.準(zhǔn)光近場照射天線形成的聚束性波束，可以降低微波黑體待測目標(biāo)邊緣和周圍環(huán)境引入的測值擾動，同時降低天線-目標(biāo)-天線的測量鏈路衰減，保證系統(tǒng)的動態(tài)范圍.而準(zhǔn)光照射天線在目標(biāo)區(qū)形成的平坦相位，則可形成類平面波的照射和等效接收條件，是測得微波黑體Floquet 散射特征的關(guān)鍵，即其微弱的散射能量集中在數(shù)個Floquet 散射瓣之中，并且可以被電大口徑準(zhǔn)光天線所捕捉.

理想狀態(tài)下，微波黑體所體現(xiàn)出的Floquet 散射特征[4,8-10]，即散射能量集中的Floquet 散射瓣的位置如式(6)所示：

式中：p是陣列單元的周期；(θi,φi)為入射平面波的來波方向；(θs,φs)為散射方向.在微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置的測量中，θi=-7.5°、φi=0°.在φs=0°、θs=7°～90°的掃描面中，對于目標(biāo)為周期7.5 mm 的陣列，其散射瓣數(shù)目分別為2 個(m≤1，@54 GHz)、4 個(m≤3，@183 GHz)和10 個(m≤9，@452 GHz).

如圖9 所示，散射測量的目標(biāo)包括：金屬平板，用于觀察實現(xiàn)的系統(tǒng)開路動態(tài)范圍；金屬裸錐陣列和微波黑體，二者具有相同周期尺寸(p=7.5 mm)，因此也具有相類似的Floquet 散射瓣特征.在圖10 中，分別給出54 GHz、183 GHz、452 GHz 基于本文介紹的準(zhǔn)光照射天線，針對微波黑體目標(biāo)及其測量參照物的雙站散射測值曲線[1](傾斜入射).根據(jù)周期結(jié)構(gòu)的Floquet 散射理論，頻率越高(周期p＞λ0)，則周期性陣列的Floquet 散射瓣數(shù)量越多.從圖10(b)可以看到清晰的Floquet 散射瓣，且頻率越高，F(xiàn)loquet 散射瓣數(shù)目越多.同時，從圖10(c)可以看到，微波黑體的散射測值曲線在幅值上比金屬目標(biāo)的測值顯著降低，但也可以在對應(yīng)位置上觀察到Floquet 散射瓣特征，說明準(zhǔn)光近場照射天線的應(yīng)用很好地達(dá)到了設(shè)計目的.從圖10(a)可以看到一個清晰的鏡像主瓣，同時當(dāng)散射角增大到一定程度后，散射測值進(jìn)入底噪?yún)^(qū)域；比較主瓣峰值電平和底噪信號電平，可以看到系統(tǒng)達(dá)到了70 dB 以上的開路動態(tài)范圍，這對測定來自微波黑體的微弱散射至關(guān)重要.

圖9 雙站散射測量目標(biāo)Fig.9 Bi-static scattering measurement

圖10 不同頻率處測得的雙站散射曲線(HH 極化,7.5°傾斜入射)Fig.10 Bi-static scattering curves measured at different frequencies (HH polarization,7.5 degrees tilted incidence)

3 結(jié) 論

本文介紹了微波黑體發(fā)射率計量標(biāo)準(zhǔn)裝置采用的準(zhǔn)光近場照射天線的設(shè)計方法和實用效果.基于準(zhǔn)光設(shè)計技術(shù)，將副瓣較高的圓錐喇叭輻射場，變換為聚束性好、副瓣低的波束，并可在較寬的工作頻帶內(nèi)的目標(biāo)區(qū)形成相位平坦的照射效果.折疊光路的引入，使得整體天線設(shè)計更為緊湊，實現(xiàn)了在角度掃描懸臂上的安裝應(yīng)用.通過40～500 GHz 的微波黑體目標(biāo)及其金屬參照物的雙站散射數(shù)據(jù)可以觀測到清晰的Floquet 散射瓣特征，并體現(xiàn)了測試系統(tǒng)的大動態(tài)范圍，說明實現(xiàn)的準(zhǔn)光照射天線達(dá)到了設(shè)計目的.本文介紹的準(zhǔn)光近場照射天線設(shè)計方法，為亞毫米波段中一般性的近場散射和反射率測量提供了重要的參考.