NO148091B - Radarantennesystem. - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse angår et radarantennesystem

som omfatter utstrålingsmidler for sveiping av utstrålt energi, omfattende en bølgeledende, parallell-platelinse med flere individuelt eksiterbare inngangsorganer anordnet langs linsens fokalbue, for energitilførsel til den nevnte linse med et flertall nærliggende inngangsorganer tilpasset for samtidig eksitering, og et flertall utgangsorganer for uttrekking av energi, hvorved nevnte utgangsorganer er forbundet med utstrao lingsmidlene, og hvor eksitering av k<te >av de nevnte inngangsorganer resulterer i en første utstrålt stråo le i en vinkel på 9^ pg hvor eksitering av k+1 te av nevnte inngangsorganer resulterer i en utstrålt ståle i en vinkel på 6, , , .

c k+1

Vidvinkel-mikrobølgelinser benyttet som en antenne-linjekilde har lenge vært kjent. En slik vidvinkelmikro-bølgelinse er beskrevet i US-PS nr. 3.170.158, "Multiple Beam Radar System" (Walter Rotman) og er kjent som en linseantenne av Rotman-typen. En slik linse består av et par flate, parallelle ledeplater som omfatter en høyfrekvens-antenne-ledning matet ved organer for innsprøytning av elektromagnetisk energi i det parallelle plateområde, flere koaksiale antenneledninger forbundet med ytre sonder som trekker energi fra det parallelle plateområde, og en lineær sats av utstrål-ingselementer som mates individuelt av de koaksiale antenneledninger og utstråler energi i rommet. Den fysiske plassering av organet for innsprøyting av elektromagnetisk energi i det parallelle plateområde langs en fokalbue bestemmer vinkelen av en stråle utstrålt av antennen. Hvis organet for injisering trekkes langs fokalbuen, vil den utstrålte stråle sveipe gjennom antennens synsfelt. Det er foreslått å bruke en Rotman-linseantenne i et mikrobølge-landingssystem (MLS),

hvor antennen benyttes for å sveipe en utstrålt stråle med en kjent hastighet gjennom kjente områder. Et fly som peri-odevis, bestråles av den utstrålte stråle kan således ut fra belysningskarakteristika bestemme sin posisjon i rommet i forhold til den utstrålende antenne. Hvis den utstrålte stråle sveipes horisontalt, kan flyet bestemme sin asimut i

forhold til radarantennen, mens en vertikalt sveipt stråle vil gi elevasjonsinformasjon til flyet på kjent måte. Vanligvis anordnes en antenne for å sveipe vertikalt for derved samtidig å gi asimut- og elevasjonsinformasjon til et be-strålt fly.

Organene for innsprøytning har hatt formen av et flertall matesonder anordnet etter hverandre for å begrense fokalbuen. Når de forskjellige matesonder etter tur aktivi-seres for å mate elektromagnetisk energi til det parallelle plateområde, vil den resulterende stråle sveipe gjennom luften i adskilte trinn, hvis vinkelavstand står i direkte forhold til vinkelavstanden mellom nærliggende matesonder. Det er selvsagt ønskelig at de ovennevnte trinn er så små som mulig, idet posisjonsusikkerheten i det bestrålte fly øker når vinkelavstanden mellom etter hverandre følgende stråler og dermed avstanden mellom nærliggende matesonder øker. Kort sagt, vil en jevn kommutert stråle gi den høyeste grad av posisjonssikkerhet i det bestrålte fly, slik at en forholds-vis tett sondeavstand er ønskelig. Hvis matesondene imidlertid er anordnet for tett, vil nærliggende sonder bli parasit-tiske til en aktivert sonde og dermed forvrenge den resulterende stråleform. En måte å tilveiebringe en velformet, jevnt kommutert bue på omfatter bruk av en enkelt matesonde i stedet for det ovennevnte flertall, hvor den ene sonde fysisk sveiper langs linsens fokalbue. Denne type sveipe-sonde krever imidlertid en uønsket mekanisme for fremkalling av den mekaniske bevegelse.

Foreliggende oppfinnelse omfatter en annen anordning for opprettelse av en jevnt kommutert avsøkningsstråle fra en Rotman-linseantenne og omfatter de elementer av Rotman-linseantennen som først ble omtalt, inklusive et flertall stasjonære matesonder. Generelt er matesondene anordnet med innbyrdes avstand.langs linsens fokalbue, slik at den resulterende stråle fra hver sonde er ortogonal i forhold til strålen fra en nærliggende matesonde. Det skal vises nedenfor at en slik innbyrdes avstand eliminerer gjensidig påvirk-ning av de forskjellige matesonder. En velformet stråle sveiper deretter gjennom luften ved at linsen samtidig for-synes med inngangskraft via et antall nærliggende matesonder ifølge et fastsatt vektskjema. Når vekttallene varieres, vil strålen sveipe. Fremgangsmåten for beregning av de korrekte vekttall vil også bli vist.

Oppfinnelsen er kjennetegnet ved de i kravene gjen-gitte trekk og vil i det følgende bli forklart nærmere under henvisning til tegningene der: Fig. 1 viser et oppriss av en Rotman-linseantenne,

fig. 2 et snitt etter lengdeaksen av linseantennen ifølge fig. 1,

fig. 3 innerflaten av en av platene som inngår i en Rotman-linse inklusive mate- og utgangssondene, .

fig. 4 en illustrasjon av en Rotman-linseantenne konstruert ifølge oppfinnelsen med visse parametre,

fig. 5 sinus x/x stråler med tilfeldig avstand, hvorved denne figur bidrar til å forklare hvordan den optimale mate-sondeavstand kan beregnes,

fig. 6 en gjengivelse av stråleintensiteten i forhold til sin Q avstand for ortogonale stråler,

fig. 7 en gjengivelse i rommet av det fjerne felt-mønster for stråler fremkalt av to nærliggende, likt eksi-strerte matesonder.

fig. 8 en tabell for vekttall beregnet ifølge oppfinnelsen ,

fig. 9 et modifisert skjema som bidrar til å forklare hvordan vekttall kan tillempes på en mikrobølgelinse,

fig. 10 en tabell over den relative kraft som påtrykkes matesondene i en aktuell linse for tilveiebringelse av en avsøkningsstråle ifølge oppfinnelsen.

I tegningene betegner like henvisningstall de samme elementer i de forskjellige figurene. I fig. 1 og 2 sees en mikrobølgelinse av parallellplatetypen med plater 10 og 12. En lengdeakse 14 halverer linsen og fig. 2 danner et snitt langs denne akse. Platene 10 og 12 er adskilt av endeplater 24 og 26 på matesiden 16, hhv. utgangssiden 18 av det parallelle plateområde som således danner et lukket hulrom 30. Endeplatene 24 og 26 er buet for å følge parallelt på fokalbuen 20, hhv. utgangssondekonturen 22.

Et flertall matesonder 16a, av hvilke bare en er vist

i fig. 2, er innsatt i platen 10 langs fokalbuen 20. Hver matesonde 16a omfatter en isolerende hylse 16b og en elektrisk ledende gjennommatestift 16c, av hvilken en.ende strek-ker seg inn i hulrommet 30, mens den annen ende er skjematisk vist forbundet med et kontaktstykke 32a, via en kabel 32, hensiktsmessig en koaksial kabel. Som det vil være kjent for fagfolk koples kontaktstykkene 32a til en energikilde med passende mikrobølgefrekvens og kildekraften fordeles eller kommuteres til de forskjellige kontaktstykkene 32 ifølge den ønskede avsøkningsretning for den resulterende stråle.

Et flertall utgangssonder 18a, av hvilke bare en er vist i fig. 2, er innført i platen 10 langs utgangssondekonturen 22. Utgangssondene svarer til matesondene 16a, idet hver utgangssonde 18a omfatter en isolerende hylse 18b og en elektrisk ledende gjennomgangsstift 18c, hvorav en ende rager inn i hulrommet 30 og den andre enden er vist forbundet med et antennestråleelement 34a via en kabel 34, hensiktsmessig en koaksial kabel. Elementene 34a omfatter en lineær rekke av stråleelementer eller antenner som utstråler en resulterende stråle i rommet. De ytre ledere 32b, hhv. 34b av de koaksiale kabler 32 og 34 er på konvensjonell måte koplet til en felles tilbakeleder.

Fig. 3 er et planriss av hulrommet 30 i fig. 2 med platen 12 fjernet. Som vist, er matesondene 16a innført gjennom platen 10 langs fokalbuen 20, mens utgangssondene 18a er innført gjennom platen 10 langs utgangssondekonturen 22. Endeplatene 24 og 26 sees likeledes.

I fig. 4 er mikrobølgeantennen ifølge de viste figurer illustrert med en fokalbue 20 med en radius R, og en utgangs-kontur 22. Fortrinnsvis er buen 20 og konturen 22 symme-trisk om lengdeaksen 14. Stråleelementene 34a er vanligvis anordnet med jevn innbyrdes avstand langs antenneåpningene D. Stråleelementene 34 er på samme linje og danner således en lineær rekke av stråleelementer. Antenneåpningen D er i denne utførelse den lineære avstand mellom endeelementene 34a pluss en halv elementavstand i hver ende. Fremgangsmåten for å bestemme lengden av radien R^, formen av konturen 2 2 og avstanden mellom utgangssondene 18a på denne, sammen med lengdene av kablene 34 og plasseringen av stråleelementene 34a er kjent og trenger ingen nærmere omtale.

For å forenkle betegnelsene i beregningene som skal vises nedenfor, er matesondene i denne figur nummerert fra matesonden # 1, som er tilfeldig anordnet på lengdeaksen 14, til matesonden m i en ende av fokalbuen 20 og matesonden -m i den andre enden av fokalbuen, og omfatter bl.a. de viste matesonder k-1, k, k+1 og k+2. Det skal bemerkes at en matesonde er vist på lengdeaksen for å lette nedenstående forklaring. I praksis kan en matesonde være anordnet slik eller ikke, slik det vil fremgå ved en nærmere forklaring av oppfinnelsen .

Som kjent på området er det slik at hvis bare matesonden k aktiveres ved passende mikrobølgefrekvens og man ser bort fra de ikke aktiviserte matesonders parasitteffekt, vil en stråle utstråles av antennesatsen i en vinkel 6, k under lengdeaksen 14, hvis matesonden k er anordnet i en vinkel 8^ overfor lengdeaksen 14. Hvis bare matesonden k+1 er aktivi-sert, vil den utstrålte stråle på samme måte skifte til en ny^vinkel eller asimut §^+ y - under lengdeaksen, hvis matesonden k+1 er anordnet i en vinkel 6^+1 over lengdeaksen.

For at det skal bli minst mulig parasittinteraksjon mellom matesonder, er det nødvendig at det foreligger et minimum av gjensidig kopling mellom nærliggende matesonder.

I fig. 5 ses strålen som resultat av eksitering av matesonden

k og en annen stråle som resultat av eksitering av matesonden k+1 i rommet x=7rD/Asin6 . Strålene har en tilfeldig inn-

byrdes avstand "a" som svarer til den faktiske vinkelavstand mellom de to matesondene. Kriteriet for minimal gjensidig kopling mellom matesonder k og k+1 er:

Ovenstående likning uttrykker matematisk at den utstrålte kraft i rommet som resultat av at begge matesonder

V

k og k+1 settes på samtidig, er lik summen av den utstrålte kraft som følge av at hver matesonde settes på når den andre er avstengt.

Med andre ord og under forutsetning av en taps fri linse: Hvis en kraft P, innføres i sonde k når sonde k+1

er av, vil den utstrålte kraft i strålen k være P, . Alter-te k

nativt når den k sonde er av, vil inngangskraften Pk+1 i k+1 sonde produsere utstrålt kraft P, ,. Vi ser nå på situasjonen når k te sonde blir eksitert med kraften P, og

te

k+1 sonde allerede var eksitert med P, ,, og derfor ut-

k+1 3

strålte Pk+1 kraft i rommet. Hvis den nye, totalt utstrålte kraft øker til (Pk + Pk+1) kan K<te> sonde ikke vite om K+l<te >sonde var på eller ikke. Hvis imidlertid den totalt utstrålte kraft ikke økte med inngangsmengden til k<te> sonde, var den eneste forklaring at kraft må ha reflektert fra k<te >inngangssone. Denne reflekterte kraft kan tolkes som kraft

te te koplet fra k+1 inngang. Under disse omstendigheter vil k sonde iallfall oppleve en feiltilpasning, mens k te inngang med k+1 avstengt var tilpasset og uten reflektert kraft.

Likningen (1) kan løses for de verdier for sondeavstand "a" som vil resultere i fravær av gjensidig kopling. Dette gjøres ved å ekspandere integranden på høyre side av likning (1) og oppheve like ledd på begge sider av - likningen, hvilket fører til

Men integralen i likning (2) er et omhyl lingsintegral. Sine (x) funksjonen blir omhyllet med seg selv med hensyn til variablen "a". Ovenstående likning kan omskrives i mer kompakt form som likning (3) hvor <*> betyr omhylling' og

Med sine (x) funksjonen omhyllet med seg selv resulterer i en annen sinc-funksjon. Dette fremgår hvis man innser at omhylling i x-området blir multiplikasjon i Fourier-trans-formasjonsområdet. Hvis omdanningen av sine (x) multipli-seres med omdanningen av sine (x) og den omvendte omdannelse av dette produkt deretter tas, oppnås det ønskede produkt.

Men omdanningen av sinx (x) er en rektangelfunksjon, nemlig: hvor < = > betyr "Fourier-transformeres til". Derfor

Det følger av definisjonen av Fourier-transf or•vrnas jonen at:

Evaluering av integralomdanningen på høyre side av likning (4) resulterer i:

Følgelig er verdiene for "a" som fører til at sine (a) er lik null, dvs. de verdier av "a" som resulterer i minimal gjensidig kopling mellom sonder, a = mr, hvor n er et hvilket som helst helt tall bortsett fra 0. Pr. definisjon sies de to sine (x) funksjoner å være ortogonale for de ovenstående verdier av "a", siden deres integrerte produkt er null. Strålene som representeres av sine (x) funksjoner sies likeledes å være ortogonale i forhold til hverandre. Ettersom en sin x/x stråle har første nuller ved ir og -ir og etterfølg-ende nuller ved hele multipler derav, er det klart at matesondene, for oppnåelse av minimal gjensidig kopling, må ad-skilles slik at spissen eller den maksimale spiss av strålen som resulterer ved eksitering av en spesiell sonde må være ved første null for strålen som resulterer ved eksitering av en nærliggende matesonde. I fig. 6 ses ortogonale stråler k og k+1 i sin 9 rommet. Variablen x i fig. 5 blir ^<r>— sin i fig. 6.

To andre fakta er kjent fra fig. 6, bredden av en stråle mellom dens første nuller er 2 X/D, mens spissen av en stråle som resulterer ved eksitering av matesonden k er ved sin 9^ på sin 9 aksen og spissen av strålen som resulterer ved eksitering av matesonden k+1 er sin 9, , , på samme akse,

k+1 c

hvor D er linseåpningen,

og A er bølgelengden,

derfor eller uttrykt på en annen måte:

hvor 9^ er som vist i fig. 4. Ved bruk av likning (6) kan avstanden mellom matesondene langs fokalbuen 20 beregnes for minimal gjensidig kopling.

Det vil nå være innlysende at en godt formet stråle kan sveipes gjennom rommet ved bruk av en Rotman linseantenne med matesondene anordnet i innbyrdes avstand som beskrevet ved eksitering av hver matesonde etter tur og samtidig aveksistering av de øvrige. Men som nevnt tidligere, produserer dette en stråle som passerer trinnvis gjennom rommet i A9 trinn snarere enn som en jevnt kommutert stråle. Ved eksitering av"flere nærliggende matesonder ifølge et hensiktsmessig sett av vekttall som kan beregnes i computer, er det mulig å forårsake en resulterende sammensatt antennestråle med et passende sidesløyfeplan som her antas å være -23 db. Hvis disse vekttall deretter endres ifølge en fore-skrevet rekkefølge, kan strålen bringes til å bevege seg trinnvis i vinkelinkrementer som kan utgjøre en hvilken som helst brøkdel av vinkelen mellom matesondene. Stråleformen kan opprettholdes i det vesentlige konstant (i sinusvinkel-rom) og sidesløyfenivåene kan under det foreskrevne nivå. Fremgangsmåten for beregning av disse vekttall er vist nedenfor med det krav for øye at strålen må beveges i inkrementer på en tiendedel av matesoneavstanden, skjønt det vil være klart at sett av vekttall kan beregnes som vil tillate strålen å beveges i valgfrie inkrementer. Ytterligere en grunnleg-gende regel er at et minimalt antall nærliggende matesonden skal eksiteres samtidig, begrenset bare av spesifikasjonene for finstyringens nøyaktighet og det maksimalt tillatte vinkelsidesløyfenivå.

Ved bruk av de ovenstående grunnregler er det først nødvendig å bestemme det minimale antall av matesonder i ortogonal avstand som i eksitert tilstand ville produsere et antennemønster med maksimale sidesløyfer under den angitte grense. To nærliggende matesonder som er like eksitert vil produsere en stråle i rommet med et teoretisk -23 db første sidesløyfenivå. Denne stråle er overlagringen av to ortogonale sin x/x stråler. Formen av dette antennemønster (antenne-faktor) er gitt ved:

En forenkling av ovenstående ved trigonometrisk mani-pulasjon gir:

Uttrykket for Fq(x) ovenfor gir formen av det fjerne feltmønster i rommet (og neglisjerer elementmønsteret ) for to like eksiterte matesonder. Stråleamplituden er normali-sert til enhet ved spissen og variablen x representerer sinus-vinkelvariablen som konvensjonelt benyttes ved computer-beregning av linjesatsmønstre. Avstanden mellom første nuller av sin x/x mønstre normaliseres til 2tt for enkelthetens skyld. Den faktiske vinkelutstrekning mellom de første null-punkter for hver sinus x/x er 2A/D i sinusvinkelavstanden som angitt ovenfor og nærliggende sin x/x stråler er adskilt ved en halvpart av dette eller X/D. 3 db strålebredden av den resulterende 2 sonde-eksitering er 1,35 ganger større enn sin x/x strålen og retningsøkningen er 0,91 db mindre enn sin x/x strålen. Skjønt dette ikke representerer den mest mulig effektive satsbelysning for 23 db sidesløyfenivået, er det enkelt å få til og en akseptabel løsning. Disse to sonde-eksiteringer produserer en cosinus-spenningsbelysningsfunk-sjon over den utstrålende antenneåpning som er den aksep-table stråleform i foreliggende utførelseseksempel. Stikk-prøveteoremet benyttes nå for å fastsette de vekttall som kreves for å produsere en forskjøvet versjon av denne samme stråleform. Fig. 7 vil bidra til å forklare stikkprøvebe-•grepet. Stikkprøveteoremet fastsetter at F (x) funksjonen kan reproduseres eksakt ved summering av et uendelig antall av sin x/x funksjoner av avstand tt og gitt vekt ifølge Fq(x) funksjonen . Disse sin x/x funksjoner kan alle forskyves tilfeldig under den opprinnelige Fq(x) funksjon sålenge de for-blir i jevn innbyrdes avstand. En god tilnærming av F (x) funksjonen kan oppnås ved at man går ut fra at alle stikkprøve-verdier er null, bortsett fra dem som er lokalisert under hovedsløyfen for F (x) funksjonen. Tapet ved å avkorte (truncate) prøvene er en svak variasjon av stråleformen som en funksjon av prøveposisjonen. Fig. 7 viser at et maskimum på tre prøver W-^/ W2i' W3i kan tas mec^ avstand n, under hovedsløyfen av F (x) funksjonen. Det kan ikke være mindre enn to eller mer enn tre prøver under hovedsløyfen på noe tidspunkt. Det kan ikke være mindre enn to eller mer enn tre prøver under hovedsløyfen på noe tidspunlt.

Verdien av,vekttallene eller prøvene er:

3 77 TT o hvor = - —2~ + iyg 0(3 i = 0, 1, ... 9. Bemerk at nar i = 0 eller 9, blir likningene (10) og (11) ubestemte. Verdiene bestemmes ved at man trekker inn verdiene av likningene (9), 10) og (11) for i ^ 0 eller 9 og innser behovet for en jevnt kommuterende stråle. Disse verdier er bestemt til:

Stikkprøveteoremet gjør det også generelt mulig å beregne vekttall som gjør det mulig å flytte antennestrålen ethvert antall, I, av trinn gjennom vinkelen A9 i fig. 4. Dessuten kan ethvert praktisk maksimalt antall, K, av mate-soner eksiteres samtidig. Ifølge stikkprøveteoremet er den generelle likning for de forskjellige vekttall - forutsatt at matesondene har avstand langs fokalbuen som forklart ovenfor. hvor

k = 1,2,3 ...... K og K er det totale antall av samtidig eksiterte sonder. K er et ulikt tall 3,5,7,9 ... i = 0,1,2

... (I-l) og I er det totale antall adskilte trinn mellom sveipevinkelen 9^ og ©jc+n_ i fig. 4. Indeks k refererer seg til hvilken av k sondene som eksiteres når W, . beregnes. Indeksen i refererer seg til hvilket sveipeinkrement som tas

i betraktning ved beregning av .

Fig. 8 er en tabell over vekttall beregnet ved bruk

av likningene (9), (10) og (11). Det skal bemerkes at det foreligger ti vekttallsett i denne utførelsesform som svarer til de ti trinn for antennestrålens bevegelse gjennom vinkelen A9 i fig. 4. Måten hvorpå kraften til linsens matesonder varieres ifølge de beregnede vekttall, er vist i fig. 9. I det følgende forutsettes at antennestrålen skal kommuteres eller sveipes fra en bevegelsesgrense til den andre og tilbake. Etterhvert som beskrivelsen fortsetter, vil det imidlertid bli klart at ethvert sveipeprogram kan følges ved modifisering av oppfinnelsen. Fig. 9 viser et kraftinntak 48, som er koplet slik at det mottar et mikrobølge-frekvens-signal og en tapsfattig finavsøkningsmodulator 45 som for-deler inngangssignalet til matesondene ifølge fig. 1 i overensstemmelse med vekttallene i tabellen i fig. 8. For å ut-føre denne funksjon er den foretrukne finavsøkningsmodula-tor en enkel mikrobølgekraftdeler som er konstruert ifølge velkjente prinsipper og omfatter variable faseforskyvere 58-63 og 90° hybrider 52, 54 og 56. En type mikrobølgekraft-deler som omfatter variable faseforskyvere, 90° hybrider er beskrevet i artikkelen "A variable Ratio Microwave Power Divider and Multiplexer" av Teeter og Bushore, oktober 1957

i I.R.E. Transactions on Microwave Theory and Techniques, utgitt av Professional Group on Microwave Theory and Techniques. Som det vil være kjent av fagfolk, kan manipuler-

ing av de forskjellige faseforskyvere benyttes for å forårsake at all kraft som påtrykkes ved inntaket 48 opptrer ved et hvilket som helst av uttakene 54a, 56a, 56b uten at noe kraft opptrer ved de øvrige uttak, eller inngangskraften kan fordeles i overensstemmelse med et vektskjema på de forskjellige uttak. Som vanlig på området betyr betegnelsen "ingen kraft" ved. et uttak at kraften ved nevnte uttak ligger under en praktisk nedre grense. Ved et utførelses-eksempel som er blitt bygget var denne nedre grense -30 db.

Som vist er inntaket 48 via ledninger 48a og 48b koplet til variable faseforskyvere 58 og 59. De fasefor-skjøvede signaler fra disse faseforskyvere påtrykkes 90° hybriden 52, hvis utgangsledninger 52a hhv. 52b, er koplet til de variable faseforskyvere 60, 61 hhv. 62, 63. De fase-forskjøvede signaler fra faseforskyverne 60 og 61 påtrykkes 90° hybriden 54, hvis utgangsledninger omfatter uttak 54a og 54b. På liknende måte påtrykkes de faseforskjøvede signaler fra faseforskyverne 62 og 63 den 90° hybriden 56, hvis utgangsledninger omfatter uttak 56a og 56b.

Ved denne utførelsesform styres de varable faseforskyvere for finavsøkningsmodulatoren 45 av dekodere 74, 76 og 78 som respons på tellingen i telleren 72, som mottar pulser fra klokken 70. De forskjellige dekodere omfatter mikroprogram-lagerenheter (ROM), som er programmert for å omfatte vektinformasjonen fra fig. 8 i form av en "oppslags"-tabell og adresseres av tellingen i telleren 72. De forskjellige faseforskyvere er digitalt styrte faseforskyvere, hvis grad av faseforskyvning innstilles av et digitalsignal mottatt fra den aktuelle dekoder. Spesielt styrer dekoder 74 faseforskyverne 58 og 59, dekoderen 78 styrer faseforskyverne 60 og 61 og dekoderen 76 styrer faseforskyverne 62 og 63. Mikroprogram-lagerenheten har formen av oppslagstabeller som anropes av et digitalsignal og digitalt styrte faseforskyvere er kjent, slik at ytterligere omtale av disse og deres gjen-sidige koplinger er overflødige.

De vekttallbelastede utganger fra finavsøknings-modulatoren 45 koples til enpolete firestillings (SP4T) brytere 80, 82, 84 og 86. Spesielt er uttaket 54a koplet til pol 80a for SP4T bryteren 80, uttaket 54b til pol 82a for bryter 82, uttaket 56a til pol 84a for bryter 84 og uttaket 56b til pol 86a for bryteren 86. Bryterne kopler de vekttallbelastede kraftsignaler fra modulatoren 45 til matesondene for linseantennen ifølge fig. 1. Det forutsettes her (fig. 9) at det foreligger seksten matesonder, betegnet i rekkefølge med # 1 .... 7^16. Bryterstillingene, f.eks. for bryter 80, dvs. stillingen 80b, 80c, 80d og 80e, kopler respektive til hver fjerde matesonde, slik at bryterstillingene av bryter 80 respektive kopler til matesonde 1, 5, 9 og 13, mens bryterens 82 stillinger kopler til matesondene 2, 6, 10 og 14, bryterens 84 stillinger kopler til matesondene 3, 7, 11 og 15, og bryterens 86 stillinger kopler til matesondene 4, 8, 12 og 16. Som forklart for kopling av bryterne til de respektive matesonder og lengdene av disse kabler er fortrinnsvis for-håndsbestemt, slik at signalene ved de forskjellige matesonder (i fig. 1)virker koherente med hverandre, som obser-vert ved skjæringen av lengdeaksen 14 og konturen 22.

Ifølge fig. 9 ble bryterne 80, 82, 84 og 86 i den faktisk bygde utførelse av oppfinnelsen gjenstand utført som faststoffbrytere for hurtig drift. Av hensyn til en økono-misk bruk av de involverte elektroniske komponenter, og skjønt de ti sett av vekttall fra fig. 8 ble benyttet for bevegelse av antennestrålen i ti små trinn gjennom vinkelen AØ, ble dessuten kretsene ifølge fig. '9, benyttet for å bevege antennestrålen gjennom en vinkel på fire ganger A9 i førti små trinn og deretter gjenta å sveipe antennestrålen gjennom det felt som var av intéresse. Med andre ord ble faseforskyverne i fig. 9 programmert av dekoderne for bevegelse gjennom en syklus på førti trinn og selvsagt inneholdt mikroprogramlagerenheten i hver dekoder informasjonen for hvert av disse trinn. Dessuten akkumulerte telleren 72 førti pulser fra klokken 70 (fra binær telling 0 til 39) og repeterte deretter.

Fig. 10 viser en tabell som illustrerer hvordan inngangskraften til modulatoren 45 fordeles til modulatorens uttak i førti trinns-syklusen for den aktuelle utførelse. I denne figur er -db-nivåene for kraften ved de forskjellige utganger angitt i tabellform. Disse db-nivåer svarer selvsagt til vekttallene i fig. 8. Det skal bemerkes at tabellen i fig. 10 gjentar hver tiende sekvens, men forflyttet en plass mot høyre. Tabellen gjentar nøyaktig etter førti trinn. Ved sekvens 0 er faseforskyverne f.eks. innstilt for å dele inngangskraften på inntaket 48 i to, idet halve kraften opptrer ved uttak 54a og halve ved uttaket 54b. (Bemerk at et -30 db kraftnivå, som forklart ovenfor, antas å være ingen kraft). -0 db er i denne utførelse en halvpart av inngangskraften). Sekvens 0 gjentas etter hver 40. telling av telleren 72. Sekvensene 10, 20 og 30 er lik sekvens 0, idet inngangskraften deles jevnt til to uttak. Som nevnt ovenfor, er de forskjellige idet kraftnivående beveges en stilling mot høyre. Ved sekvens 10 deles kraften mellom uttakene 54b og 56a, ved sekvens 20 deles kraften mellom uttakene 56a og 56b og ved sekvens 30 deles kraften mellom uttakene 54a og 56b.

Bryterne i fig. 9 styres av en dekoder 87, fortrinnsvis enda en mikroprogram-lagerenhet, som anropes en gang for hver ti-tellingen av telleren 72.

Driften av kretsen som vist i fig. 9 for tilveiebringelse av en jevnt kommutert antennestråle er som følger, med henvisning til fig. 9 og 10. Et konstant kraftsignal påtrykkes inntaket 48. Ved begynnelsesbetingelser, forutsatt som sekvens 0 og med alle bryterpoler tenkt for venstre, deles inngangskraften likt til matesondene 1 og 2. Over sekvensene 0 til 9 fordeles kraften, ved variasjon av faseforskyverne, ifølge tabellen i fig. 10, mens bryterne for-blir i samme stilling. Ved sekvens 10 tolker koderen 87 tellingen i telleren 72 slik at polen for bryter 80 beveges ett trinn mot høyre, slik at det opprettes forbindelse mellom bryterkontaktene 80a og 80c og den fordelte kraft mater nå sondene 2, 3 og 4 under sekvensene 10 til 19 ifølge tabell 10. (Bemerk at det ifølge tabellen i fig. 10 ikke leveres kraft til matesonden 5 under sekvensene 10-19, skjønt uttaket 54a er koplet til den via bryteren 80). Ved sekvens 20 tolker dekoderen 87 tellingen i telleren 72 slik at bryterens 82 pol b eveges ett trinn mot høyre for opprettelse av kontakt mellom uttakene 82a og 82c og kraften fordeles på matesondene 3, 4 og 5 under sekvensen 20-29 ifølge tabellen i fig. 10. Dette fortsetter inntil strålen er sveipet over det aktuelle felt. På det tidspunkt vil alle bryterpoler antas å befinne seg i ytterligere høyre stilling.

Ettersom det i dette utførelseseksempel er ønskelig

å sveipe den resulterende antennestråle frem og tilbake gjennom det aktuelle felt, er det ved slutten av et sveip i en retning nødvendig at tellerens 72 drift reverseres. Tel-lere av denne type er kjent og deres telleretning kan lett styres ved anordning av ytterligere en telle som bar syklisk akkumulerer antall pulser fra klokken 70 som krever for sveiping av antennestrålen gjennom det aktuelle felt og på det tidspunkt genererer et signal for reversering av tellerens 72 drift. I denne utførelse er telleren 90 anordnet for dette formål og genererer et reverserings-ordresignal, som påtrykkes telleren 72 ved hver 160. puls fra klokken 70. Mens reverseringsordresignalet påtrykkes telleren 72 vil denne teller telle ned en telling for hver puls som påtrykkes den fra klokken 70.

Som det vil være kjent for fagfolk kan finavsøknings-modulatoren eller kraftdeleren ifølge fig. 9, bygges med bare tre faseforskyvere, f.eks. med faseforskyvere 58, 60

og 62. I den viste utførelse var faseforskyverne som ble benyttet i det utførte eksempel av oppfinnelsen 6-bit faseforskyvere på 45°, 22,5°, 11,25°, 5.625°, 2.8125° og 1.40625° og ble styrt slik at faseforskyvningen som ble utført av en faseforskyver var lik, men motsatt rettet den faseforskyvning som ble utført av tilordnede faseforskyver. Faseforskyveren 59 utfører f.eks. en faseforskyvning på +a mens faseforskyveren 58 utfører en faseforskyvning på - a. Hvis det bare benyttes tre faseforskyvere, som antydet ovenfor,

ville faseforskyvningsbitene være 90°, 45°, 22.5°, 11.25°, 5.625° og 2.8125.

På bakgrunn av ovenstående beskrivelse av oppfinnelsen vil modifikasjoner og endringer være innlysende for fagfolk. Ved å følge fremgangsmåten for bevegelse av antennen i for-holdsvis små trinn, vil man f.eks. kunne beregne vekttall som vil tillate den resulterende stråle å sveipe i ethvert praktisk antall trinn, mens det opprettholdes en velformet stråle, samt konstruere en finavsøkningsmodulator for dette formål. Ved kontinuerlig justering av faseforskyverne ifølge "fig. 9, er det endog mulig å tilveiebringe en praktisk talt kontinuerlig, trinnløs sveiping av en resulterende stråle. Det skulle også være mulig å tilpasse oppfinnelsen for å tilveiebringe ethvert på forhånd fastsatt sveipemønster eller for å tilveiebringe ytre styresignaler for styring av strålen etter ønske. Uten begrensning av tilgjengelige elektroniske komponenter kunne man også konstruere en finavsøkningsmodu-lator ifølge oppfinnelsen som fullfører en syklus med færre eller flere sekvenser enn beskrevet. Oppfinnelsen er følge-lig utelukkende begrenset av den ramme som er gitt i de etterfølgende krav.

Claims (4)

1. Radarantennesystem som omfatter utstrålingsmidler for sveiping av utstrålt energi, omfattende en bølgeledende, parallell-platelinse med flere individuelt eksiterbare inngangsorganer anordnet langs linsens fokalbue for energitil-førsel til nevnte linse, med et flertall nærliggende inngangsorganer tilpasset for samtidig eksitering, og et flertall utgangsorganer for uttrekking av energi, hvorved aevnte utgangsorganer er forbundet med utstrålingsmidlene, og hvor te eksitering av k av de nevnte inngangsorganer resulterer i en første utstrålt stråle i en vinkel på 0, og hvor eksi- te tering av k+1 av nevnte inngangsorganer resulterer i en utstrålt stråle i en vinkel 1 på 0, k+, 1, , karakteri- sert ved at det er anordnet organer (fig. 9) for sveiping av nevnte stråle i I trinn mellom 9. oa 9, , , c i I k k+1, som i omfatter organer for eksitering av et flertall av nærliggende inngangsorganer og for å gi eksiteringskraften vekt i overensstemmelse med vekttall W, ki., hvor: ' hvor: og i = 0, 1, 2 ..... (I-l) k = 1, 2 ........ K, idet K er det maksimale antall inn-gangsporter som kan eksiteres samtidig.

2. Radaranetennesystem som angitt i krav 1, karakterisert ved at det maksimale antall (K) inngangsorganer som kan eksiteres samtidig er 3.

3. Radarantennesystem som angitt i krav 1, k a r a k - te terisert ved at k av nevnte inngangsorganer (16a) har en slik avstand fra nevnte k+1 te av nevnte inngangsorganer (16a) at strålen som stråles ut ved eksitering te av k inngangsorgan (16a) er ortogonal til den stråle som te utstråles ved eksitering av k+1 inngangsorgan (16a) .

4. Radarantennesystem som angitt i krav 1, karakterisert ved at nevnte linse har en lengdeakse (14) og ved at k te inngangsorgan (16a) har en vinkelavstand fra k+1 te inngangsorgan (16a) pa o en vinkel A9, hvor og hvor A er bølgelengden av den av den utstrålte energi, D er antenneåpningen og 0, er vinkelen mellom nevnte lengdeakse (14) og en linje som forbinder nevnte k te inngangsorgan (16a) med skjæringen av nevnte lengdeakse (14) og en bue trukket gjennom utgangsorganet (18a), idet vinkelen A9 tas med nevnte skjæring som toppunkt.