利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法

摘要

本发明涉及一种利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法。通过建立电场探头旋转偏移⊿x和⊿y与圆极化天线两个正交的线极化分量远场相位差关系的数学模型，采用最小二乘法导出电场探头旋转后的偏移量的数值计算模型，可以得到精确的⊿x和⊿y偏移值。将⊿x和⊿y偏移量用于圆极化天线近场测试的补偿，得到准确的圆极化天线远场方向图和轴比方向图。该方法不需要架设笨重的光学测量设备就可以得到电场探头旋转偏移⊿x和⊿y的精确值，同时仅需完成两次平面近场测量，减少了工作量；用于测量的电场探头只需要能够旋转90度，不要求电场探头具备360度旋转的能力；且能自动补偿电场探头旋转偏移的能力。

说明书

技术领域

本发明涉及天线近场测量技术领域,尤其涉及利用圆极化天线远场相位差计算 电场探头旋转偏移的方法。

背景技术

天线近场测量技术是国内外广泛采用的一种高精度天线测量与诊断技术。天线 近场通常分为近场感应区和近场辐射区,近场感应区也称为电抗近区、储能区,其电 磁场分布情况复杂,需要同时准确测量电场和磁场的幅度和相位信息才能够计算出 天线的远场方向图。当离开待测天线3个波长的区域就是近场辐射区,此时感应近场 对天线测量的影响可以忽略不计。在近场辐射区，电场、磁场和传播方向互相垂直， 且电场和磁场强度的比值为空气的阻抗，所以天线近场测量只需要在近场辐射区对 电场的幅度和相位信息进行采样即可计算出天线的远场方向图。

在天线平面近场测试系统精确测量圆极化天线远场方向图和轴比的应用场合， 平面近场测试系统通常采用线极化纯度高的电场探头（如开口波导）测量并计算圆 极化天线远场方向图。在测量完电场极化分量的近场幅度和相位信息后，电场探头 旋转90°测量另一个正交的线极化分量的近场幅度和相位信息。电场探头旋转90° 前后，其中心位置会发生偏移（不同心），偏移了⊿x,⊿y的距离。在毫米波和亚毫 米波频段，其偏移量可以与波长相比拟，此时圆极化天线远场方向图和轴比的测量 精度会极大降低，测试结果甚至完全无效。

探头补偿和快速傅立叶变换(FFT)是天线近场测试的两项关键技术。由于不存在 理想的全向天线，通常采用宽波束天线作为电场探头，需要补偿电场探头自身方向 特性对测试结果的影响，才能得到准确的测量结果。探头补偿作为天线近场测试的 核心技术，极大提高了天线方向图的测试精度。利用电场探头测量待测天线近场辐 射区域内电场分布的幅度和相位信息，通过快速傅立叶变换（FFT）完成天线的近远 场变换，得到天线的远场方向图。尤其是在测量圆极化天线的远场方向图中，通常 是测得电场两个正交线极化分量近场的幅度和相位信息后，通过近远场转换的傅立 叶变换计算出两个正交分量远场的幅度和相位方向图，再将其带入左旋圆极化和右 旋圆极化分量的计算公式得到圆极化天线的远场幅度、相位和轴比方向图。

实际测试经验表明：⊿x和⊿y的偏移量超过0.2波长，圆极化天线的远场方向 图和轴比的测量误差就较大；如果超过1个波长，测量结果无效。最理想的解决办 法是满足电场探头旋转同心的要求，⊿x和⊿y尽可能小于波长的5%。由于电场探头， 射频模块和工装的加工和安装误差的累积，⊿x和⊿y偏移量很难小于毫米级，已经 可以与毫米波和亚毫米波的波长相比拟。对于毫米波和亚毫米波频段的平面近场测 试而言，电场探头很难满足旋转同心的要求，因此消除电场探头旋转带来的⊿x和⊿ y的偏移对圆极化天线远场方向图测试的影响,是毫米波和亚毫米波圆极化天线平面 近场高精度测量必需解决的问题。

在毫米波和亚毫米波频段，由于很难通过提高机械加工和安装精度满足电场探 头的旋转同心要求，通常采用光学测量的方法，得到电场探头旋转后⊿x和⊿y的偏 移量。然后将其用于计算圆极化天线远场方向图的补偿，得到准确的圆极化天线远 场方向图，其代价是需要架设笨重的光学测量设备完成精确的位置测量。

还有一种较为新颖的方法：利用线极化天线校准电场探头旋转后的⊿x和⊿y偏 移量，然后将其用于圆极化天线远场方向图的补偿。该方法将线极化天线放置为水 平极化，电场探头也放置为水平极化，测量得到天线水平极化的远场幅度和相位方 向图；然后将电场探头旋转180°，测量得到天线水平极化的另外一组远场幅度和相 位方向图。这两组数据的远场幅度完全一致，远场相位除了存在180°的固相位差外， 还存在⊿x偏移引入的相位差：由此可以计算出⊿x的偏移量。将线极 化天线放置为垂直极化，采用类似的方法可以得到⊿y的偏移量。

该方法不需要架设笨重的光学测量设备就可以得到⊿x和⊿y偏移的精确值，但 存在的主要问题有：1）需要完成四次近场测量任务，工作量极大；2）部分电场探 头不能够实现360°范围内的旋转；3）不具备自动补偿圆极化天线⊿x和⊿y偏移的 能力。

发明内容

为解决现有技术中在测量电场探头旋转后的⊿x和⊿y的偏移量时存在的上述技 术问题，本发明的提供了一种利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的 方法，通过建立圆极化天线远场相位差与电场探头旋转偏移的数学模型，精确测量 并计算电场探头旋转带来的⊿x和⊿y偏移量,消除其对平面近场测试系统测量圆极 化天线远场方向图的影响,提高了圆极化天线轴比和远场方向图的测量精度。

为实现上述目的，本发明的提供了一种利用圆极化天线远场相位差计算电场探 头旋转偏移的方法，该方法包括：

步骤1）利用平面近场测试系统的电场探头测量圆极化天线的两个正交的线极化 分量的近场幅度和相位；

步骤2）利用步骤1得到的两个正交的线极化分量的近场幅度和相位通过近远场 转换的傅立叶变换，计算出所述的两个正交的线极化分量的远场幅度和相位差；

步骤3）建立电场探头旋转偏移与步骤2）中计算得到的两个正交的线极化分量 的远场相位差之间关系的数学模型，所述的数学模型的计算公式如下所示：

$\mathrm{\Delta \phi }={\phi }_{\mathrm{el}}(\theta ,\phi )-{\phi }_{\mathrm{az}}(\theta ,\phi )={\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}(\theta ,\phi )-{\phi }_{\mathrm{az}}(\theta ,\phi )-\frac{2\pi }{\lambda }(\Delta x\sin \theta \cos \phi +\Delta y\sin \theta \sin \phi )$      公式7

其中，Δφ为所述两个正交的线极化分量的远场相位差，φ_az(θ,φ)表示电场探头在 旋转前测量得到的线极化分量的远场相位方向图，φ_el(θ,φ)表示电场探头在旋转90° 后未发生偏移得到的线极化分量的远场相位方向图，表示电场探头在旋转 90°后发生偏移得到的线极化分量的远场相位方向图，⊿x表示电场探头旋转后的水 平位置偏移量，⊿y表示电场探头旋转后的垂直位置偏移量，θ和φ分别表示球坐标 系的俯仰角和方位角；

步骤4）采用最小二乘法导出电场探头旋转后的偏移量的数值计算模型，得到电 场探头旋转偏移⊿x和⊿y，所述的数值计算模型的计算公式如下所示：

$\mathrm{\Delta x}=\frac{\lambda \underset{m}{\Sigma }({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{\pi }{2})\sin {\theta }_m}{2\pi \underset{m}{\Sigma }{\sin }^2{\theta }_m}$      公式10

$\mathrm{\Delta y}=\frac{\lambda \underset{m}{\Sigma }({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{\pi }{2})\sin {\theta }_m}{2\pi \underset{m}{\Sigma }{\sin }^2{\theta }_m}$      公式11

其中，φ_el(θ_m)-φ_az(θ_m)表示俯仰角为θ_m角度的两个正交的线极化分量的远场相 位差。

作为上述技术方案的进一步改进，所述步骤3）的公式7中选取φ=0°的切面， 也就是圆极化天线远场方向图的方位面，则公式7简化为公式8，

${\phi }_{\mathrm{el}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)={\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta x\sin \theta$          公式8

表示只有⊿x会对两个正交的线极化分量的远场相位差产生影响，

所述公式7中选取φ=90°的切面，也就是圆极化天线远场方向图的俯仰面，公 式7简化为公式9，

${\phi }_{\mathrm{el}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)={\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta y\sin \theta$          公式9

表示只有⊿y会对两个正交的线极化分量的远场相位差产生影响。

作为上述技术方案的进一步改进，所述的电场探头采用线极化纯度高的天线。

作为上述技术方案的进一步改进，所述的圆极化天线采用两个正交线极化分量 的口径场分布完全相同的多模喇叭或波纹喇叭；可以精确计算出电场探头旋转偏移 值，得到的电场探头旋转偏移值可以用于任意圆极化天线平面近场测量结果的补偿。

本发明的利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法的优点在 于：

通过建立电场探头旋转偏移⊿x和⊿y与圆极化天线两个正交的线极化分量远场相位 差关系的数学模型，采用最小二乘法导出电场探头旋转后的偏移量的数值计算模型， 可以得到精确的⊿x和⊿y偏移值。将⊿x和⊿y偏移量用于圆极化天线近场测试的 补偿，从而可以得到准确的圆极化天线远场方向图和轴比方向图。该方法不需要架 设笨重的光学测量设备就可以得到电场探头旋转偏移⊿x和⊿y的精确值，同时仅需 完成两次平面近场测量，减少了工作量；用于测量的电场探头只需要能够旋转90度， 不要求电场探头具备360度旋转的能力；所述的圆极化天线采用两个正交线极化分 量的口径场分布完全相同的多模喇叭或波纹喇叭，能自动补偿电场探头旋转偏移的 能力。

附图说明

图1是本发明实施例中的平面近场测试系统的电场探头在旋转90°前后，其中 心位置偏移的示意图。

图2是本发明实施例中利用求得的电场探头旋转后的水平位置偏移量⊿x，进行 圆极化天线的远场相位方向图补偿前后的对比示意图。

图3是本发明实施例中利用求得的电场探头旋转后的水平位置偏移量⊿x，进行 圆极化天线轴比方向图及远场方向图补偿前后的对比示意图。

图4是本发明的利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法的流 程图。

具体实施方式

下面结合附图和具体实施方式对本发明作进一步的描述并通过下述技术方案予 以实现。

为了详细说明本发明的利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方 法，首先，

根据Kerns的平面波耦合矩阵理论得到探头响应与待测天线波谱函数之间的关系：

$b_0^{\prime }(x,y,d)=a_0{F}^{\prime }\int \int \overline{t_{10}}\left(\bar{K}\right)·{\overline{S_{02}}}^{\prime }\left(\bar{K}\right)·e^{\mathrm{j\gamma d}}·e^{j(k_{x}x+k_{y}y)}{\mathrm{dk}}_x{\mathrm{dk}}_y$        公式1

在公式1中：b'₀(x,y,d)为电场探头的近场幅度和相位输出，a₀为待测天线的幅 度和相位输入，F'是阻抗失配因子，和分别为待测天线发射波谱函数和电 场探针接收波谱函数；x和y是电场探针在扫描平面内距离扫描中心的位置。

在测量圆极化天线的两个正交的线极化分量的时候，公式1描述的是电场探头 旋转90°未发生偏移时的情况。当电场探头旋转90°发生偏移时，公式1变换为以 下公式：

$b_0^{\prime }(x+\mathrm{\Delta x},y+\mathrm{\Delta y},d)=a_0{F}^{\prime }\int \int \overline{t_{10}}\left(\bar{K}\right)·{\overline{S_{02}}}^{\prime }\left(\bar{K}\right)·e^{\mathrm{j\gamma d}}·e^{j\left(k_x(x+\mathrm{\Delta x})k_y(y+\mathrm{\Delta y})\right)}{\mathrm{dk}}_x{\mathrm{dk}}_y$     公式2

由公式1和公式2,可以得到：

$b_0^{\prime }(x+\mathrm{\Delta x},y+\mathrm{\Delta y},d)=b_0^{\prime }(x,y,d)·e^{j(k_x\mathrm{\Delta x}+k_y\mathrm{\Delta y})}$     公式3

公式3清楚地表明：电场探头旋转90°未发生偏移和发生偏移对于天线平面近 场测试而言，电场探头测量得到的线极化分量的近场幅度不变，而近场相位增加了 的固定值。

在天线平面近场测试理论中，天线远场方向图和天线波谱函数是完全等价的。 即表示的天线远场方向图和b'₀(x,y,d)表示的电场探头的近场幅度和相位 输出，是傅立叶变换关系。在天线平面近场测试中，通常取d=0，也就是扫描平面为 z=0的平面以方便问题的讨论。因此，天线远场方向图可以由公式1的逆傅立叶变换 得到：

$\overline{t_{10}}\left(\bar{K}\right)·{\overline{S_{02}}}^{\prime }\left(\bar{K}\right)=\frac{1}{4\pi a_0{F}^{\prime }}\int \int b_0^{\prime }(x,y)e^{j(k_{x}x+k_{y}y)\mathrm{dxdy}}$     公式4

通常情况下，天线平面近场测试系统使用的电场探头远场方向图已知，才能 在公式4中进行探头补偿，得到待测天线准确的远场方向图。公式4得到的天线远 场方向图是电场探头旋转90°未发生偏移时的情况；当电场探头旋转90°发生偏移 的时候，可以将公式3带入公式4，得到其发生偏移的天线远场方向图。由公式5可 知：电场探头旋转90°未发生偏移与发生偏移相比，计算得到的天线远场方向图的 幅度不变，相位增加了的固定值。

${[\overline{t_{10}}\left(\bar{K}\right)·{\overline{S_{02}}}^{\prime }\left(\bar{K}\right)]}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}=\frac{1}{4\pi a_0{F}^{\prime }}\int \int b_0^{\prime }(x+\mathrm{\Delta x},y+\mathrm{\Delta y})e^{j(k_{x}x+k_{y}y)\mathrm{dxdy}}$     公式5

$=\left[\frac{1}{4\pi a_0{F}^{\prime }}{b}_0^{\prime }(x,y)e^{j(k_{x}x+k_{y}y)}\mathrm{dxdy}\right]·e^{j(k_x\mathrm{\Delta x}+k_y\mathrm{\Delta y})}=[\overline{t_{10}}\left(\bar{K}\right)·{\overline{S_{02}}}^{\prime }\left(\bar{K}\right)]·e^{j(k_x\mathrm{\Delta x}+k_y\mathrm{\Delta y})}$

如图4所示，本发明通过利用上述的圆极化天线正交的线极化分量的近场幅度 和相位数据计算该极化分量的远场幅度和相位方向图的公式，提供一种利用圆极化 天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法，该方法包括：

步骤1）利用平面近场测试系统的电场探头测量圆极化天线的两个正交的线极化 分量的近场幅度和相位；

步骤2）利用步骤1得到的两个正交的线极化分量的近场幅度和相位通过近远场 转换的傅立叶变换，计算出所述的两个正交的线极化分量的远场幅度和相位差；

步骤3）建立电场探头旋转偏移与步骤2）中计算得到的两个正交的线极化分量 的圆极化天线远场相位差之间关系的数学模型，所述的数学模型的计算公式如下所 示：

$\mathrm{\Delta \phi }={\phi }_{\mathrm{el}}(\theta ,\phi )-{\phi }_{\mathrm{az}}(\theta ,\phi )={\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}(\theta ,\phi )-{\phi }_{\mathrm{az}}(\theta ,\phi )-\frac{2\pi }{\lambda }(\Delta x\sin \theta \cos \phi +\Delta y\sin \theta \sin \phi )$     公式7

其中，Δφ为所述两个正交的线极化分量的远场相位差，φ_az(θ,φ)表示电场探头在 旋转前测量得到的线极化分量的远场相位方向图，φ_el(θ,φ)表示电场探头在旋转90° 后未发生偏移得到的线极化分量的远场相位方向图，表示电场探头在旋转 90°后发生偏移得到的线极化分量的远场相位方向图，⊿x表示电场探头旋转后的水 平位置偏移量，⊿y表示电场探头旋转后的垂直位置偏移量，θ和φ分别表示球坐标 系的俯仰角和方位角；

步骤4）采用最小二乘法导出电场探头旋转后的偏移量的数值计算模型，得到电 场探头旋转偏移⊿x和⊿y，所述的数值计算模型的计算公式如下所示：

$\mathrm{\Delta x}=\frac{\lambda \underset{m}{\Sigma }({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{\pi }{2})\sin {\theta }_m}{2\pi \underset{m}{\Sigma }{\sin }^2{\theta }_m}$     公式10

$\mathrm{\Delta y}=\frac{\lambda \underset{m}{\Sigma }({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{\pi }{2})\sin {\theta }_m}{2\pi \underset{m}{\Sigma }{\sin }^2{\theta }_m}$     公式11

其中，φ_el(θ_m)-φ_az(θ_m)表示俯仰角为θ_m角度的两个正交的线极化分量的远场相 位差。

基于上述利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法，在本发明 实施例中所述步骤3）的计算过程包括以下内容：

由于电场探头在旋转90°后未发生偏移与发生偏移相比，计算得到的圆极化天 线远场方向图的幅度不变，相位增加了的固定值，考虑到和 电场探头旋转90°后发生偏移引起的圆极化天线远场方向图相位增 加的固定值描述为：

${\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}(\theta ,\phi )-{\phi }_{\mathrm{el}}(\theta ,\phi )=\frac{2}{\lambda }(\Delta x\sin \theta \cos \phi +\Delta y\sin \theta \sin \phi )$     公式6

其中，φ_el(θ,φ)表示电场探头在旋转90°后未发生偏移得到的线极化分量的远场 相位方向图，表示电场探头在旋转90°后发生偏移得到的线极化分量的远 场相位方向图，⊿x表示电场探头旋转后的水平位置偏移量，⊿y表示电场探头旋转 后的垂直位置偏移量，

所述两个正交的线极化分量的远场相位差表示为：Δφ=φ_el(θ,φ)-φ_az(θ,φ)，并代入 公式6，

则有:

${\phi }_{\mathrm{el}}(\theta ,\phi )-{\phi }_{\mathrm{az}}(\theta ,\phi )={\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}(\theta ,\phi )-{\phi }_{\mathrm{az}}(\theta ,\phi )-\frac{2\pi }{\lambda }(\Delta x\sin \theta \cos \phi +\Delta y\sin \theta \sin \phi )$     公式7

其中，φ_az(θ,φ)表示电场探头在旋转前测量得到的线极化分量的远场相位方向图，

所述公式7中选取φ=0°的切面，也就是圆极化天线远场方向图的方位面，则 公式7简化为公式8，

${\phi }_{\mathrm{el}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)={\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta x\sin \theta$     公式8

表示只有⊿x会对两个正交的线极化分量的远场相位差产生影响，

所述公式7中选取φ=90°的切面，也就是圆极化天线远场方向图的俯仰面，公 式7简化为公式9，

${\phi }_{\mathrm{el}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)={\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta y\sin \theta$     公式9

表示只有⊿y会对两个正交的线极化分量的远场相位差产生影响；

利用上述选取圆极化天线远场方向图的方位面和俯仰面进行测量的方法，可以 很方便的分别求解⊿x和⊿y。

基于上述利用圆极化天线远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法，在本发明 实施例中所述步骤4）的计算过程包括以下内容：

圆极化天线两个正交的线极化分量的远场相位差φ_el(θ)-φ_az(θ)接近π/2或者 3π/2，分别对应左旋圆极化和右旋圆极化分量。为方便说明，仅讨论相位差为π/2的 情况。由于电场探头在旋转90°后，圆极化天线的两个正交的线极化分量的远场相 位差接近π/2，采用最小二乘法求解公式取其最小值代入 公式8和公式9，则有：

$\underset{m}{\Sigma }{({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta x\sin {\theta }_m-\frac{\pi }{2})}^2$和$\underset{m}{\Sigma }{({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta y\sin {\theta }_m-\frac{\pi }{2})}^2,$取 其极小值，并分别对△x和△y求导，则有：

$\mathrm{\Delta x}=\frac{\lambda \underset{m}{\Sigma }({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{\pi }{2})\sin {\theta }_m}{2\pi \underset{m}{\Sigma }{\sin }^2{\theta }_m}$     公式10

$\mathrm{\Delta y}=\frac{\lambda \underset{m}{\Sigma }({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left({\theta }_m\right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left({\theta }_m\right)-\frac{\pi }{2})\sin {\theta }_m}{2\pi \underset{m}{\Sigma }{\sin }^2{\theta }_m}$     公式11

其中，φ_el(θ_m)-φ_az(θ_m)表示θ_m角度的两个正交的线极化分量的远场相位差。

另外，所述的电场探头可采用线极化纯度高的天线；对于两个正交线极化分量 的口径场分布完全相同的圆极化天线（如多模喇叭、波纹喇叭等），不需要额外的测 试标定⊿x和⊿y偏移量，具有自动补偿⊿x和⊿y偏移的功能，故所述的圆极化天 线优选为两个正交线极化分量的口径场分布完全相同的多模喇叭或波纹喇叭。

如图2所示，为53GHz圆极化波纹喇叭的远场相位方向图补偿前后的实际测试 结果。以选取φ=0°的切面为例，在图2(a)中示出了补偿前的远场相位方向图，由 于电场探头旋转偏移，圆极化天线的两个正交线极化分量的远场相位方向图的相位 差φ_el(θ)-φ_az(θ)不满足π/2的条件，存在对相位的影响；利用圆极化天线 远场相位差计算电场探头旋转偏移的方法，由公式10可以求得△x=-4.0186mm， 代入远场相位公式得到φ_el(θ)和相位差φ_el(θ)-φ_az(θ)。在 图2(b)中示出了补偿后的远场相位方向图，由于消除了对相位的影响， 很好地满足了补偿后的相位差φ_el(θ)-φ_az(θ)接近π/2的条件。补偿前后的结果反映了 运用该方法消除了电场探头旋转偏移对圆极化天线测量的影响。

将求解得到的偏移⊿x用于近场数据补偿，也可以将其直接用于远场方向图的补 偿。当圆极化天线的两个正交线极化分量的远场幅度E_a、E_el和补偿后的相位差 已知的时候，由公式12、公式13和公式14可以准确计算出 圆极化天线的轴比方向图、左旋圆极化和右旋圆极化分量的幅度。

$\mathrm{AR}=\left|\frac{E_{\mathrm{az}}^2+E_{\mathrm{el}}^2+\sqrt{{(E_{\mathrm{az}}^2+E_{\mathrm{el}}^2)}^2-{4E}_{\mathrm{az}}^2{E}_{\mathrm{el}}^2{\cos }^2({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta x\sin \theta -\frac{\pi }{2})}}{2E_{\mathrm{az}}{E}_{\mathrm{el}}\cos ({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta x\sin \theta -\frac{\pi }{2})}\right|$     公式12

${\bar{E}}_{\mathrm{LHCP}}=\frac{\sqrt{2}}{2}\sqrt{E_{\mathrm{az}}^2+E_{\mathrm{el}}^2+2E_{\mathrm{az}}{E}_{\mathrm{el}}\cos ({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta x\sin \theta -\frac{\pi }{2})}$     公式13

${\bar{E}}_{\mathrm{RHCP}}=\frac{\sqrt{2}}{2}\sqrt{E_{\mathrm{az}}^2+E_{\mathrm{el}}^2+2E_{\mathrm{az}}{E}_{\mathrm{el}}\cos ({\phi }_{{\mathrm{el}}_{\mathrm{\Delta x},\mathrm{\Delta y}}}\left(\theta \right)-{\phi }_{\mathrm{az}}\left(\theta \right)-\frac{2\pi }{\lambda }\Delta x\sin \theta -\frac{3\pi }{2})}$     公式14

如图3所示，为求解得到电场探头旋转后的水平位置偏移量△x=-4.0186mm，将 ⊿x用于远场数据补偿前后的轴比方向图和远场方向图，补偿前后的结果反映了圆极 化天线轴比方向图和远场方向图的测试精度得到了明显的改善。

最后所应说明的是，以上实施例仅用以说明本发明的技术方案而非限制。尽管 参照实施例对本发明进行了详细说明，本领域的普通技术人员应当理解，对本发明 的技术方案进行修改或者等同替换，都不脱离本发明技术方案的精神和范围，其均 应涵盖在本发明的权利要求范围当中。