CN100340862C - 用于测量复杂电磁场的天线阵列 - Google Patents

Abstract

本发明公开了一种用于测量电磁场的方法和装置。在装置方面，本发明提供了一个由多个实质上相同的天线元件组成的阵列，这些天线元件的长度小于所述电磁场的波长并按等间距排列。所述间距比所述天线元件的长度约长三倍。每一个天线元件感应一个预定位置处的电磁场并据此提供一个信号。通过提供符合本发明标准的天线元件，可天线元件之间不存在明显的互耦合效应和散射效应的情况下，测得精确的电磁场强度。

Description

用于测量复杂电磁场的天线阵列

技术领域

本发明涉及用于测量电磁波场强的天线，特别涉及由具有特殊尺寸、间距和阻抗的多个天线元件所组成的、有更高性能的天线阵列。

发明背景

近些年来，在所谓的蓝牙系统，广泛出现了用于替代无线通讯系统如移动电话、短程微波通讯连接等的计算机网络电缆。然而，随着它的广泛应用，全世界都越来越多地关注电磁场辐射对人类组织的损伤。移动电话等无线电子设备的天线和机身与人的头或其他敏感部位的接触越加紧密，使人们更近距离地暴露于电磁场中。因此，在要求无线通讯系统具有最优性能的同时，还要求人体能最少地暴露于电磁场中。

为了达到这个要求，必须在辐射源的近场(near-filed)对电磁场成分进行测量，例如测量天线和振荡器的近场分布特性、评估电磁干涉发射、测量生物电磁仿真的近场强度、测量微波医学图像中的散射场，等等。

其主要难点在于，在对分布于较大面积或通常在1到100个波长维数之间的大数量的复杂电磁场进行测量时，通常是以一定波长部分进行间隔采样来完成测量的。对于这种测量，在1996年12月17日授权给Wysome的美国专利5,585,808、2001年2月13日授权给Mattsson等人的美国专利6,188,365、或2001年10月11日公开的PCT申请WO 01/75460A1中，都公开了处于试验阶段的对一个容积的单天线机械扫描方案，其中需要根据测试条件的调整进行长时间的重复测试，本专利中以之作为参考。而且，在一个容积中使用移动的单探测器来测量电磁场有其固有的误差缺陷。

更适宜的方法是采用多维固定天线阵列，它可使测量时间有实质性的降低，并有提高测量准确性的潜能。

然而，利用固定天线阵列进行测量会产生单天线系统中所不存在的三个问题。构成天线阵列的偶极振子通常利用高导材料制成，会在阵列边缘引起入射电磁波的反射和折射。由于阵列的有限性，会产生不需要的边缘效应。而且所述反射会与其他元件交互作用，特别是与辐射源的近场。在场测量过程中，折射也引起测量误差。入射于天线阵列的偶极振子上的电磁波会在偶极振子中产生电流。所产生的电流又会引起再辐射，从而产生一个离散场，最终又在在天线阵列的其他偶极振子中产生电流。

在Clllingnon，G.等人于1982年12月在《微波》第129-130页发表的“QuickMicrowave Field Mapping for Large Antennas”一文，以及Previti，J.S.于1989年11月在《EMC测试》第4-5页发表的“A Tool to Measure EMI Emission for PrintedCircuit Packs”一文中，都公开了用终接小偶极和环形天线组成的二维天线阵列来减少测量时间的方案，本专利中以之作为参考。然而，其中并没有描述天线维数、安装间距以及负载的设计标准，为了确保阵列的每一个元件都符合低散布、互相耦合、以及边沿衍射的条件，需对每一个阵列结构进行复杂数学计算。

发明内容

本发明的一个目的是提供一种用于测量电磁场的固定天线阵列。

本发明提供一种测量电磁场的天线阵列，其中包括多个相同的天线元件，它们的长度小于所述电磁场的波长，且相邻天线元件之间具有相同的间距，所述间距比所述天线元件的长度长三倍，每一个天线元件感应一个预定位置处的电磁场，并据此提供一个信号，所述信号可指示出天线元件之间不存在互耦合效应时的精确的电磁场强度。

本发明还提供另一种测量电磁场的天线阵列，其中包括多个相同的天线元件，它们的长度小于所述电磁场的波长，且相邻天线元件之间具有相同的间距，所述间距比所述天线元件的长度长三倍，每一个天线元件感应一个预定位置处的电磁场，并据此提供一个信号，所述信号可指示出天线元件之间不存在散射效应时的精确的电磁场强度。

另一方面，本发明提供一种用于测量由一个信号源所发出的电磁场的强度的方法，其中包括以下步骤：在预定位置设置多个相同的天线元件，它们的长度小于所述电磁场的波长，且相邻天线元件之间具有相同的间距，所述间距比所述天线元件的长度长三倍；在每一个天线元件处测量一个电磁场的场强并据此提供一个信号，所述信号可指示出当天线元件之间不存在互耦合效应时的精确的电磁场强度；以及，在未进行信号后处理步骤以修正所述天线元件之间的互耦合效应的前提下，确定每一预定位置处的精确的电磁场强度。

附图说明

正面将结合附图和实施例对本发明作进一步说明，附图中：

图1是本发明天线阵列几何示意简图；

图2是用于波传播的单元晶胞的示意图；

图3是图2所示单元晶胞中的偶极振子的等效电路示意图；

图4a至图4c是图3所示偶极振子的简化等效电路示意图；

图5a至图5c是根据单元晶胞对阵列平面进行分区域的示意图；

图6是本发明中天线阵列的一个示意简图；

图7是本发明一个实施例中天线阵列的示意图；

图8是图7所示天线阵列中的一个单元晶胞的示意图；

图9至图11是图8所示单元晶胞的等效电路示意图；

图12是用于联接每一个耦合一个PWS组件到天线元件终端的等效电路的电路示意图；

图13是图7的天线阵列中前向散射矩阵模型示意图；

图14是根据本发明在试验设备与天线阵列之间的波反射示意图；

图15是图14中表示反射环境的散射矩阵示意图；

图16是用于确定天线阵列分辨率的几何结构示意图；

图17是试验设备和天线阵列的系统几何结构示意图；

图18是用于处理天线阵列提供的信号处理网络示意图。

具体实施方式

下文描述了本发明的一种用于测量复杂电磁场的天线阵列，在阵列中采用偶极振子来感应电场强度。然而，对于本领域技术人员来说，显然还可以在天线阵列中采用其他的感应元件来测量磁场强度，例如环形线圈。而且，本专利中的天线阵列被描述为3-D偶极天线阵列，本领域的技术人员显然可在本专利的基础上构造出线性或平面阵列的样式。而且，曲面例如圆柱阵列和球体阵列也是可行的。

图1示出了本发明的一个3-D偶极天线阵列100。从图1中可以看出，该天线阵列100被设置得可截取入射到此处的一个平面电磁波102的电场的x-方向成分。偶极振子104是实质上相同的圆柱结构，其长度为2h，直径为2a。偶极振子104在天线阵列100中按正交方式对称排列，各个偶极振子104之间在x、y、z方向的间距分别为b_x、b_y、b_z。

在具有多个实质相同且对称设置的偶极振子的天线阵列中，可将对3-D阵列中波传播的分析简化为对单元晶胞(unit cell)的分析，在Oliner，A.A及Malech，R.G.于1966年发表于纽约Academic Press第2卷中的“Mutual Couplingin Infinite Scanning Antennas”一文中就有这样的内容。单元晶胞106在天线阵列100的容积中延伸，例如在z方向上，如图2所示，其中还含有偶极振子104的1-D阵列。单元晶胞106被认为是带有“相位壁”的理想波导。单元晶胞106的壁108将单元晶胞106中的每一个偶极振子104映射为一个无限平面阵列，以重建天线阵列100中偶极振子的3-D格子。无限平面阵列中偶极振子之间的互耦合可被单元晶胞壁108的存在所调节。

在图2所示的单元晶胞中，包括第一X偶极振子1005和直径为2a的第二偶极振子1001。阵列容积1009是被单元晶胞的阵列所占据的空间。平面电磁波102在到达界面1003之前是在自由介质1007中传播，然后会通过界面1003，在阵列容积1009中传播。

而且，可以考虑在天线阵列容积内部和外部的任何一点对复杂电磁场进行测量，它等同于多个平面波通过该点处的一个叠加。在单元晶胞106中，每一个波导模式可模拟天线阵列容积内部和外部的一个特定平面波，并通过阻抗Z₀(θ，φ)和波长λ₀(θ，φ)来表征其特性，这两个参数都是构成该种模式之平面波的传播方向(θ，φ)的函数。

对于一个无限3-D阵列，除了考虑单元晶胞的波传播是在z方向外，还可假设同样的波在x方向上传播。根据Brown，J.于1953年5月发表在ProceedingsIEE，专刊62R，卷100，Pt4.第51-62页的“Artificial Dielectrics Having RefractiveIndices Less Than Unity”一文，从对通常3-D介质的截断波长的分析可以看出，如果偶极在x、y、z方向的间距相等，即满足下式，则这两种方案是等同的，

                  b_x＝b_y＝b_z＝b             (1)

在这种情况下，沿单元晶胞106的元件之间没有纵向的交互作用发生，用于描述单元晶胞的单个偶极的模型对于每一个单元晶胞106中的偶极振子104都是有效的。另外，如果单元晶胞106的偶极振子104在纵向的间距不小于垂直于单元晶胞106的间距，则在模型中还可使用不相等的间距。在这种情况下，模拟偶极仍保持去耦状态。

假设偶极振子104的长度远远大于其直径，也就是有，

                   2h≥10(2a)             (2)

则可基于图3所示的等效电路1011来模拟每一个偶极振子。为了模拟偶极终端的电流与单元晶胞106中偶极振子的有效分流电流之间的耦合，可将偶极振子104视为变压比为1∶n(θ、φ)的变压器，并用电抗jX(θ、φ)来表明偶极振子104临近区域内存储的电磁能。一般说来，变压比1∶n(θ、φ)和电抗jX(θ、φ)都是传播方向(θ、φ)的函数。负载阻抗Z_L模拟出与各个振子连接的外部设备，以允许读取被测量电场的每一个采样值。

假设被测量电磁场的波长大于偶极振子104的长度，也就是，

                      λ₀≥10(2h)    (3)

则可获得准静场条件，并可将位于偶极振子周围的反应场限制于围绕该偶极振子周围的一个偶极长度的容积内。此处将偶极振子之间的间距选得比偶极的长度大3倍，也就是，

                           b≥6h    (4)

并将单元晶胞的壁设置在失真-反应场的前部。偶极电抗用于表征存储于偶极振子附近的能量。对于相互间隔的壁，该电抗基本上独立于单元晶胞壁的特性，也就是平面波的传播方向。

从图3所示的等效电路中可以看出，电抗jX(θ、φ)等于晶胞内卸载偶极振子的电抗。通过在晶胞内并与晶胞壁有一定距离处设置一个小圆柱障碍，可获得近似的分析表达式。这种偶极振子的极化率将与晶胞壁的特性无关，并允许使用小障碍理论来确定单元晶胞或其他用1/jX＝jωεPe₀.e₀表示的传输线性模型中的电抗值，其中P是具有偶极振子尺寸的卸载圆柱障碍的极化率，e₀是所研究的平面波的电场模式函数。因为图3所示的电抗jX(θ，φ)几乎与平面波传播的方向无关，因此可获得下式

$1/\mathrm{jX}=\frac{4h^3\mathrm{j\ω\ϵ}}{(3\ln (2h/a)-1)\·b^2}...\left(5\right)$

在Oliner.A.A和Malech.R.G1996年于发表于纽约Academic Press第二卷的文章“Mutual Coupling in Infinite Scanning Antennas”中，给出了关于变压比1∶n的表达式，它是入射平面波的传播方向的函数。相对于极小偶极振子阵列的传播方，变压比是一个确定常数。从上面引用的表达式中可以看出，对于较小且有限尺寸的元件，变压比对于入射平面波传播方向的依赖是确定的，且变压比近似常数。例如，对于长度为λ/20、并按三倍间距排列的偶极振子阵列，其变压比随传播方向变化将小于0.2％。

利用Harrington，R.F.1961年发表于纽约McGraw-Hill的“Time-HarmnoicElelctomagnetic Fields”一文中所提供的静态公式，可通过在晶胞的横平面的面积分及偶极终端的电流I_in得到所述变压比，其公式为：n＝1/I_in∫∫J_s.e₀ds。其中的电流分布J_s可通过与沿着和通过偶极振子的电流对应的正弦曲线及δ函数来获得其近似值。沿偶极振子分布的电流与上文公式(1)到(4)中所提到的维数的晶胞壁的特性无关。电场模式函数e₀是横截面坐标与入射平面波传播方向的函数。变压比1∶n是通过对正弦电流分布与沿偶极振子的电流的积分和偶极终端的电流I_in而得到的。对于较长的偶极，积分会随入射平面波的传播方向而变化，但是当偶极振子的末端逼近终端时，模式函数的变化将不再重要，积分结果变成与传播方向相关的常数，在Knittel，G.等人1968年11月发表于Proc.IEE，卷56，11第1822-1836页的文章“Element Pattern Nulls inPhased Array and their Relation to Guided Wave”中，以及Brown，J.1953年5月发表于Proc.IEE，卷102B，第51-62页的文章“Artificial Dielectrics HavingRefractive Indices Less Than”中，都有这方面的描述。因此，对于小偶极振子，变压比与入射平面波的传播方向无关，可用如下公式表达，

$\frac{2\left(2h\right)}{\mathrm{\πb}}...\left(6\right)$

在一个偶极振子方向上的净电场是由各个模式在该点的电场成分累加而成。由于偶极模型的参数都与传播方向θ、φ无关，基于小偶极、大间距，偶极振子末端处的RF电压将与互耦合效应无关，如图4a的等效电路所示，因此能在该位置上对净电场进行真实测量。如图4b所示，在每一个偶极位置穿过单元晶胞的等效分流阻抗Z_T变为

$Z_T=\mathrm{jX}+\frac{Z_L}{n^2}...\left(7\right)$

当分流阻抗Z_T比单元晶胞的阻抗特性Z₀大时，可以在波发生明显的散射之前，在入射波的路径上引入大量的天线阵列平面。

对于有限的天线阵列容积，每一偶极振子104的作用是不同的，对大量偶极振子的分析变得非常困难。上述标准针对无限天线阵列提供了一个可忽略的互耦合作用，所以元件边界和元件周围之间基本没有耦合发生。进一步说，从一个边界元件发出的散射几乎仅仅依赖于电抗和元件的负载终端。

在第一步骤中，天线阵列的每一个平面被分成中心区1019、边界区1015和角区1013，如图5a所示。对于每一个被至少一个最邻近的相同元件所包围的偶极振子，为了进行分析(如前所述)，其中心区1019被假设为双重无限天线阵列平面。对于边界区1015或角区1013偶极振子，其状态被认为是在没有或仅在最临近处有元件的情况下所确定的。因此，对如图5a所示阵列平面的分析被简化为对平行运行的3种单元晶胞的分析，如图5b和5c所示。位于边界1015和角区1013区域的单元晶胞被认为在无限区域1021分别具有一个或二个壁，以用于阻止其映射到双重无限中心区域。例如，图5b中所示角区单元1013的壁反射一个角区偶极成为被二个临近体所包围的本体内部。因此，边界1015和角区1013偶极振子都被半无限单元晶胞所表示，其概念近似于中心1019偶极振子的方式。边界区1015或角区1013偶极振子的特性类似于不对称布置的单偶极振子，被放置于等效电路如图3所示的一个单元晶胞中。互耦合被上文给出的维数标准所限制。如底边晶胞1023、角区晶胞1213、边界晶胞1015等一些晶胞与入射波1051和图5c所示的阵列平面1017有关。

由于单元晶胞的半无限尺寸，入射平面波被1015和中心1013偶极振子散射成无限数量传播模式。这相当于每个平面波在边缘1015和中心1013偶极振子的衍射，使得从每一种单元晶胞在无限阵列容积内反射和折射的波处于一种复杂模式。此时中心元件也使用同样方式，通过使用公式(7)所表示的大偶极阻抗Z_T，可通过限制偶极电流而防止散射成其他模式。如图4b所示，通过阻抗Z_T周期性分流的单元晶胞，具有如图4c的等效电路所示与等价特性阻抗Z_R和传播常数γ_R的传播等同的线性模型。

$\cosh {\mathrm{\γ}}_R=\cos {\mathrm{\γ}}_0+\frac{Z_0}{2Z_T}\sinh {\mathrm{\γ}}_0...\left(8\right)$

$Z_R=Z_0\frac{\tanh {\mathrm{\γ}}_0/2}{\tanh {\mathrm{\γ}}_R/2}...\left(9\right)$

当分流电阻Z_T相对于Z₀较大时，公式(8)的第二项变小，波传播伴随传播常数在自由介质1007附近仅发生微小的散射。上述公式(8)和(9)定向偶极场元件的特性。对于单极化偶极振子阵列场元件传播常数在正交方向上就是自由介质的值，这因为偶极振子的反应极化在这些方向上可以忽略。

比率Z_R/Z₀提供天线阵列入射波反射的直接测量，传播常数Nγ_R描述了入射波通过天线阵列N平面时的衰减和相位移动。例如，从自由介质值的周期相位移动变化小于30度，衰减小于10％，反射能量至少小于入射波能20dB

        π/6≥Im(Nγ_R-Nγ₀)≥-π/6     (10)

        ln1.1≥Re(Nγ_R-Nγ₀)≥ln0.9    (11)

$20{\log }_{10}\frac{Z_R/Z_0-1}{Z_R/Z_0+1}\≤-20...\left(12\right)$

公式(1)到(12)描述了本发明天线阵列系统的设计。例如，对于长1.5cm，直径0.4mm，间距为4.5cm的偶极振子，其变压比n是0.2，频率900Mhz的容抗jX是100Z₀。每一偶极振子使用定向探测，对于典型引线光束二极管，依此频率的偶极负载电阻为6Z₀。250Z₀的分流电阻通过传播线路时出现，如公式(7)。使用公式(10)的相移标准，在900Mhz时，天线阵列容积伴随低于入射波55dB的天线阵列反射，天线阵列容积的最大值200是可用的。

下文描述了本发明用于扫描微波近场的平面天线的设计。平面阵列或扫描仪被认为是有损天线，接受不同方向的平面波传播。这些波作为聚集平面波频谱或PWS从试验设备形成合成辐射。扫描仪的前表面将PWS的外界转变成在多个端口输出的测量电压。在每一端口输出的电压负载是在不同方向传播的平面波产生电压的合成。如果输出端口值等于需要指定辐射离散波方向的数值，通过解方程组，得出PWS的值。根据PWS可以预定EUT前任何平面中辐射能量和散射场。

参考图7，本发明一个微波近场扫描仪的实施例300。这里，阵列近似图6所示，具有不同输出端口双极化阵列构造，伴有大量半环形线圈302、304前部的天线元件，附着一个末端1071到固件后平面316以及通过后平面316通过通路1073，到达与一个信号分析系统连接的输入传输线1075。接收器与设置的一个吸收器材料1077一起表示出来。可选择使用其它天线元件。固件后平面316有效削弱输出输入子系统的波泄漏。单元晶胞在实施例300中，如图8所示。在点ABCD之间边缘的每一个半环形线圈作为单晶胞中波的过渡到共轴线1081的电流I_m。如图9所示变压比1∶n的变压器和固有点抗jX构成此过渡。与单元晶胞占有模式结合的用于线圈BC部分交互作用的比率可用哈令顿静态公式 $n^2=(1/I_{\mathrm{in}}^2){\∫\∫J}_s\·e_0\mathrm{ds}$ 表示，其中J_s是BC长度方向的表电流矢量，e₀是单元晶胞支配模式矢量，S是包括场BC的单元晶胞横截面。由于半环形线圈非常小，其中电流被认为是在模型中的常数，是变压器比率公式表示为n＝d/b，其中b是单元晶胞正交截面的维数。因为半环形线圈电尺寸小而他们与单元晶胞的距离相对较大，就可近似的，周长3d的半环形线圈的电阻为周长2πd，是半径r的单圆线圈电阻的一半，也就是 $X\≅\mathrm{\ω\μd}\left\{(\ln (8d/r)-2)\right\}/2.$ 由于线圈很小，感应电场可近似忽略。如果使用磁吸收材料，任何重要内在损失以及为线圈磁心的充磁电流被包括于使用分流电阻和越过变压器模型基础截面的高感抗自感元件的模型中。

上文所述近似方式，如果晶胞尺寸相对于探测的辐射波长小，而且线圈远离晶胞壁，则变压比n和线圈感抗jX实质上独立于传播方向。上文所述线圈尺寸以及距离的标准也能阻止边缘反应。每一晶胞的负载线圈引起通过晶胞分流阻抗的变化，因此，吸收器更好是回来维持它与进入波匹配。

在900MHz执行P-spice仿真，用于半环形线圈阵列。在3mm距离、突出1mm位置从导电底板进入4.5mm厚铁片。铁片的前面设置用于辐射100mw进入同一半球波每个极化的1到2cm光圈。由于非常薄的吸收器而用于每一吸收器传输线长的π-等效电路，用材料RLGC参数和线长的产品中预定参数。使用给定铁的构成参数，构成此损失的一系列电阻是目前主要元件。忽略线圈电阻，用于EUT/扫描仪系统的模型使半环形线圈最靠近光圈，如图10所示其简单构成和参数值。半环形线圈被处理传输到变压器传送部分的子系统的信号的50Ω输入阻抗终结。图10所示，全波1101进入吸收器表面1102。由于半环形线圈靠近光圈，半环形线圈的输入信号估值在-14dB，与P-Spice仿真十分吻合。等效电路给出吸收器前部反射率-28dB，也与仿真十分吻合。因为其他半环形线圈与EUT辐射入射角升到80度，用于吸收器传输线长的模型正常依赖于入射角。而且考虑到可忽略绝缘损失的铁吸收器，表达式可演化成吸收器截面的参数主项R，近似为与角度有关的常数。模如图11所示，在边缘采集的最小信号为-54dBm，相对于从仿真获得的-51dBm。如图11所示等效电路提供最差反射率-10dB，与仿真-3dB也一定程度的吻合。上述电路仿真利用一个通用模型用于在任何方向传播的单波入射，以及用于天线元件的分别极化。

可选用的，吸收器为多层型，例如复合铁Jauman等，使用标准构造参数的每个层。

模型中半环形线圈电阻大约10Ω，输出信号强度有小幅度减小。可选用的，处理子系统的信号的输入阻抗包括一些共振半环形线圈感应系数的电容元件，并增大最大输出信号强度到大约14dBm。

因为半环形线圈阵列，吸收器/反射体的负载造成全反射在900MHz从-23dBm到-26dBm。

扫描仪的输出结构的残余误差是因为在扫描仪与EUT之间的多层反射、半环形线圈的不完整位置、阵列边缘效应和处理子系统本地信号的误差引起的。

从图12中可以看出，如果吸收器传输线模型和电流测量技术的参数已知，则入射到吸收器前表面的平面波的振幅和相位由半环形线圈负载电压的振幅和相位决定。因此，吸收器/半环形线圈阵列被选择视为有损接收天线在每一个PWS元件上转化PWS，1203是从吸收器的前表面外部在多个输入端口进入测量电压。各输出端口电压是平面波各个方向电压的线性组合。如果输出端的值等于用于指定辐射的离散波的方向值，接联立方程得出PWS，辐射束内测量值的数值越大，波的方向越确定，得出结果也越精确。

因为PWS内传播方向和EUT和扫描仪之间的多反射，所以如果在空气/吸收器交界面1303的全反射不会发生，则图13所示，可以产生扫描仪的前向散射矩阵。吸收器的宽度是由外部和内部平坦表面S₁和S₂决定的，S₂与半环形线圈虚平面S₃1305一致。前向PWS外部和内部S₁可分别写成a₀(k)和b₁(k)。在平面S₂(也是吸收器交界面1303)可写成b₂(k)，其中k是传播常数矢量，描述每个波的传播方向。前两个矢量波的振幅与描述吸收器前表面S₁折射的前向散射参数S₀₁(k)相关，因此每个极化表达式为

b₁(k)＝s₀₁(k)a₀(k)矢量b₁(k)和b₂(k)是与通过吸收器体内的相位变化和衰减有关，因此

b₂(k)＝exp(jk.r)b₁(k)波幅度b₂(k)决定于k，半环形线圈阵列的依赖响应。在有效测量平面S₃1301有负载的半环形线圈的接收特性参数S₂₃(k)调整。使用标准散射矩阵公式入射阻抗Z的输出波振幅a₃(R)由下式给出

a₃(R)＝∫∫a₀(k)s₀₁(k)s₂₃(k)exp(jK.R)/dK其中K和R分别是横截面Z部分的传输常数矢量k和位置矢量r，利

a₀(k)s₀₁(k)s₂₃(k)＝1/4π²∫∫a₃(R)exp(-jK.R)dR用反付立叶变换得到，其中通过Z矢量电压得到a₃(R)，使用标准S标准参数理论。PWS的权值a₀(k)由S₀₁(k)和S₂₃(k)唯一确定，现可得到吸收器/半环形线圈阵列的和成前向散射参数。

吸收器一般发生镜面反射。每一反射平面波传播回到EUT平面，依靠散射产生一套散射平面波1403。

因此，可获得全部散射的PWS，作为从吸收器的每一个组件平面波的散射平面波的叠加，如图14所示，吸收器反射入射到EUT1507的PWS1405。如图15，所述EUT/扫描仪反射的散射矩阵表示包括许多反射情况。如果EUT的反射参数，子矩阵S₀和扫描仪矩阵的全参数组是确定的，则扫描仪输出电压产生在任何特性环境包括自由空间中测量EUT辐射。如图15所示PWS1503在块之间出现。

由于从这些目标返回扫描仪误差的反射，消除了从外部的吸收器到传导目标超出测量环境1407的反射。例如，扫描仪包括在EUT1507和扫描仪1503边界的靠近自由空间1509边缘的附带吸收器材料。因为附带材料减弱了平面吸收器边缘的散射。扫描仪由吸收器的全组件校准。

在EUT1507和扫描仪1503之间实际相对位置的差异，以及他们用于计算的参考位置的差异会造成一些误差。这些误差会与在EUT1507和扫描仪1503之间的重要反射的数据相混合。

在远场出已定点、磁和能量分布外，扫描仪测量可用来估计扫描仪的光圈部分包括光圈本身的任意平面的分布。相关于EUT光圈距离测量平面的宽大范围使得扫描仪具有潜在的水平和垂直方向的高分辨率。

扫描仪水平分辨率的估计可分为以下步骤。参考图16一个点辐射体位于14×14cm测量平面1301的中心前方，以1.4cm的距离。用辐射体1063的水平移动ΔR造成每个测试位置接收信号的振幅相位变化。这里分辨率的关键在于：只有振幅相位的变化每一个大于扫描仪50％或更多的测量位置的振幅相位测量精度，位移ΔR才可精确描述。本例中的测量精度为振幅5％、相位3°。由于点辐射体1603的位移为3mm，在所有位置可测出振幅变化5％，最大路径长度差异接近ΔR的值，发生在测量平面1301边界1601。中心位置1605的中心元件经历更小的相位变化。相应于超出50％平面相位差3°的ΔR的值大约为3mm。如上所述，更大测量平面1301的范围伴有更多位置探测相位差异造成的结果是更高的分辨率。对水平和垂直分辨率使用相同的标准适用3mm。

二维纳奎斯特采样定理说明因为波数限制波的光谱，电和磁场平面内有点通过根据下式而分开的采样点网格中的可知值重新建立。

Δ_x＝Δ_y＝π/k_xm＝π/k_ym

其中k_xm和x_ym是横截面相遇的波的个数。

一般说来，在辐射体中衰减波区域的电磁场的PWS不存在波数k_x和k_y的限制，并且采样的间隔非常小。而且，通过在区域外定位采样平面，采样的间隔可以增加。对于没有通过在距离辐射体Nλ的测量平面中以Δs速度采样所恢复的衰减波的最小衰减值α_min的表达式如下

${\mathrm{\α}}_{\min }\≅54.6N{[{(\mathrm{\λ}/2\mathrm{\Δs})}^2-1]}^{1/2}\mathrm{dB}$

最小衰减通常的选择安数量的顺序比扫描仪(28dB)动态范围大。因为距离EUT3cm-0.1λ900MHz-的测量平面最小衰减280Db，必须的采样距离为3mm。因为测量平面1.4cm的距离，采样间隔衰减为1.4mm。

从近场扫描计算出得远场信息通常至少10⁴方向。这对应于100波数和x、y每个方向的测量采样值。采样间隔是关于到EUT光圈距离的线性函数。因为距EUT 1.4cm处的14×14cm阵列，就必需有1.4mm的间隔。因为距EUT 3cm处的30×30cm阵列，其间隔就需要增加到3mm。

吸收器最好满足3个要求。第一，反射率一般说来要满足在EUT和扫描仪之间的多个反射不影响测量精度。第二，通过吸收器的衰减波应该足够小以至于在测量平面的输出端口能产生足够的信号强度。第三，吸收器对PWS组件之间的差异可以容错。也就是，在测量平面直到入射吸收器的PWS任何一个唯一确认的波组件上保持足够的振幅和相位信息。

当到达半环形线圈阵列的反射波低于直接接收波20dB或产生的信号低于最小探测标准时，需要满足第一个要求。这一标准导致在由EUT的等级决定的入射角和频率情况下正常吸收器规范-20dB反射率。

小平面光圈的PWS预期包括朝全波80°方向的组件。宽幅角度的吸收器因为用于测试下一代移动电话所使用。一个80°吸收器也适用于一般意义的扫描仪。因为移动电话，扫描仪被用于每一个波段频率的操作，因此削减了每一个扫描仪的频率带宽，不过这是有限制的。

对于一部分EUT，可以使用吸收率小于20dB的吸收材料。参考图17几何图所示，EUT具有EUT体1701和光圈1703。测量场强的误差是由于吸收器1711而产生的波反射引起的，并且由线圈吸收器1707的阵列构成的扫描仪附近的其他元件或EUT体1701再次引起反射。1075的实例所示，所需测量的是波的直向通路。如果EUT体1701和附近元件不是金属制成的，则会发生多反射波的衰减，(1709所示)。由于使用吸收材料覆盖于EUT体上，衰减会增加。

利用平面阵列测量近半求辐射，测量平面位于EUT最大距离3cm处。随着EUT大约1cm延伸的反应区，最大吸收器厚度大约2cm。如果这仅仅引起EUT源振荡器的微小反应，以及在到达测量平面前可见波被充分衰减，则也可选用吸收器到达反应区。

还可选用，使用的半球扫描仪允许使用较厚的吸收层，以及在吸收器利用近似垂直辐射表面的前表面的最大部分减少反射。

参考图18，固件单层铁质吸收器具有伴有频率的可忽略变化的电容性和渗透性，传输线性理论表明频率变化以及入射波传播方向对于吸收器的反射具有等效作用。例如，从设计的中心频率发生10％变化会具有同样的效果作用于反射率，也就是，关于正常天线阵列和波的传播方向之间夹角的余弦值相应变化10％。在900MHz和1.9GHz波段内，铁吸收器材料的反射率-20dB相应于距离设计中心频率大约±5％到10％的幅度范围内的频率。相应的40°中心角在单设计中心，到-20dB频率的点情况下角度范围在32°和47°。可选用的，吸收器角度范围也可利用多层结构，例如铁和绝缘体的多层结构或铁和Jauman吸收器材料的多层结构。

通常的应用中，扫描仪包括2×10⁴天线元件，距离30cm×30cm的测量表面3mm。例如，利用2500+312+39+5单极/单刀8掷PIN微波开关使输出通道数量简化为5。每一个多路通道通过4开关构成的多路链1801其特性是衰减和由于频率影响而产生周期移动。每一个开关的插接损失一般是0.7到0.8dB。在开关输入端口和输出端口返回10dB或更多损失，绝缘损失通常为30dB。

以上所述，每个天线阵列元件最小输入强度-52dBm。考虑复合电路的损失，最小信号结果为-55dBm。为了获得推荐标准的用于高分辨率的A/D转换-31dBm，用到一个24dB增值的放大链1803。最小测量信号-55dBm最好在LNA的操作范围内，LNA可以处理伴随增值在13到17dB的-75dBm信号。

当使用半球天线阵列时，可以获得最小信号输出强度，该强度对于利用A/D转换器的高分辨率A/D转化足够大，省略放大步骤。

从每一个放大器链输出的信号在A/D转换器1805中转化为数字信号，通过输出端口1807输出到处理信号的处理器。选用的，RF输出信号提供给RF输出端口利用波谱分析器进行分析。

平面扫描仪是通过利用从理想波阵面获得的波阵面振幅和香味的最小值和已知偏差值的平面波在所有阵列位置实现测量来校准的。例如，这种参考波阵面是利用吸收器/半环形线圈阵列伴有仅一个半环形线圈通过所有阵列元件的位置。以一定频率影响的在PWS预定范围中，扫描仪实现入射和进入波之间的不同角度的校准。

一个半球或圆柱扫描仪通过在已知波阵面振幅和相位的主半球或柱体波中的所有阵列位置实现测量来校准的。例如，这种参考场利用在宽大范围地电位面内小波导馈入口槽而产生以及通过单半环形线圈或可替代的已调整的散射体技术来测量。

在与多反射校验中因为所有入射波角度影响是通过从该波测量的所有PWS中去除入射的已知波来获得的。

本发明的其他大量实施例对本领域技术人员来说，在未脱离权利要求所述本发明宗旨和范围的情况下是显而易见的。

Claims (17)

1、一种用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，包括：

多个相同的天线元件，它们的长度小于所述电磁场的波长，且相邻天线元件之间具有相同的间距，所述间距比所述天线元件的长度长三倍，每一个天线元件感应一个预定位置处的电磁场，并据此提供一个信号，所述信号可指示出天线元件之间不存在互耦合效应时的精确的电磁场强度。

2、根据权利要求1所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，每一个天线元件具有足够大的阻抗，以通过限制所述每一个天线元件中的电流来充分地减弱散射效应。

3、根据权利要求2所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，每一个天线元件的电抗独立于在此处入射的平面波的传播方向。

4、根据权利要求3所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，每一个天线元件的变压比独立于在此处入射的平面波的传播方向。

5、根据权利要求4所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，用于接收相同极化方向之电磁辐射的多个天线元件被设置得具有相同的方向。

6、根据权利要求5所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，所述天线元件是偶极子。

7、根据权利要求5所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，所述天线元件是环形线圈。

8、根据权利要求5所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，所述天线元件是半环形线圈。

9、根据权利要求1所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，还包括一个设置在所述天线元件后面的地电位面。

10、根据权利要求9所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，还包括一个设置在所述地电位面与电磁信号源之间的吸收器。

11、根据权利要求10所述用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，所述吸收器至少部分地设置于所述各个天线元件与一个电磁信号源之间。

12、一种用于测量电磁场的天线阵列，其特征在于，包括：

多个相同的天线元件，它们的长度小于所述电磁场的波长，且相邻天线元件之间具有相同的间距，所述间距比所述天线元件的长度长三倍，每一个天线元件感应一个预定位置处的电磁场，并据此提供一个信号，所述信号可指示出天线元件之间不存在散射效应时的精确的电磁场强度。

13、一种用于测量由一个信号源所发出的电磁场的强度的方法，其特征在于，包括以下步骤：

在预定位置设置多个相同的天线元件，它们的长度小于所述电磁场的波长，且相邻天线元件之间具有相同的间距，所述间距比所述天线元件的长度长三倍；

在每一个天线元件处测量一个电磁场的场强并据此提供一个信号，所述信号可指示出当天线元件之间不存在互耦合效应时的精确的电磁场强度；以及，

在未进行信号后处理步骤以修正所述天线元件之间的互耦合效应的前提下，确定每一预定位置处的精确的电磁场强度。

14、根据权利要求13所述用于测量由一个信号源所发出的电磁场的强度的方法，其特征在于，还包括从所述信号中确定一个平面波频谱的步骤。

15、根据权利要求14所述用于测量由一个信号源所发出的电磁场的强度的方法，其特征在于，所述信号的数量约等于用于近似地指定所述电磁场的散射波的方向数。

16、根据权利要求15所述用于测量由一个信号源所发出的电磁场的强度的方法，其特征在于，所述平面波频谱是通过解一组联立方程来确定的。

17、根据权利要求15所述用于测量由一个信号源所发出的电磁场的强度的方法，其特征在于，所述平面波频谱是利用一个前向散射方法来确定的。

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