方向性与方向图85 线天线与天线阵
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第二章 天线阵
kd kd
变化关系曲线
kd , kd 的区间称为可对应的 F 才是均匀 直线阵的阵因子。可视区内的方向图形状与 d 和ξ同 时有关， 适当调整 d 和ξ可获得良好的阵因子方向图。
n 1,2,3,.... ） ，会出现四个极大值方向，两个在 0 和
方向端射，两个在 2 和 3 2 方向边射。
端射阵的可视区为 2kd ,0 或者 0,2kd ，为了得到 单一的端射方向图、 避免出现栅瓣， 必须有 2 kd 2 ， 即 d max 2 。 普通端射阵的性能参数： 1） 方向函数 只讨论最大辐射方向为 0 的情况。将 kd 代 入均匀直线阵的方向函数， 得到端射阵的方向函数为：
kd cos 2n cos
0 ,180
2 n
代入阵函数可知， 在 0 和 180 的方向上， 阵函数 也出现了最大值，即出现了栅瓣（Grating Loble） 。栅 瓣会造成天线辐射功率的分散，并且容易受到严重的 干扰。边射阵的可视区为 kd , kd ，为防止出现栅瓣， 必须使 kd max 2 ，即 d max ，通常取 d 1 1 N 。 边射阵的性能参数： 1) 方向函数 将 0 代入均匀直线阵的方向函数，即可得到边 射阵的方向函数：
F a ( ) 1 N sin Nkd cos 2 kd cos sin 2
2) 零功率波瓣宽度
令 Fa 0 ，则有：
sin Nkd cos 0 2 n 0,1,2,....
得到
Nkd cos n 2
其中 n 0 对应主波束， n 1 对应于主波束两边的零 点，零点位置为：
变化关系曲线
kd , kd 的区间称为可对应的 F 才是均匀 直线阵的阵因子。可视区内的方向图形状与 d 和ξ同 时有关， 适当调整 d 和ξ可获得良好的阵因子方向图。
n 1,2,3,.... ） ，会出现四个极大值方向，两个在 0 和
方向端射，两个在 2 和 3 2 方向边射。
端射阵的可视区为 2kd ,0 或者 0,2kd ，为了得到 单一的端射方向图、 避免出现栅瓣， 必须有 2 kd 2 ， 即 d max 2 。 普通端射阵的性能参数： 1） 方向函数 只讨论最大辐射方向为 0 的情况。将 kd 代 入均匀直线阵的方向函数， 得到端射阵的方向函数为：
kd cos 2n cos
0 ,180
2 n
代入阵函数可知， 在 0 和 180 的方向上， 阵函数 也出现了最大值，即出现了栅瓣（Grating Loble） 。栅 瓣会造成天线辐射功率的分散，并且容易受到严重的 干扰。边射阵的可视区为 kd , kd ，为防止出现栅瓣， 必须使 kd max 2 ，即 d max ，通常取 d 1 1 N 。 边射阵的性能参数： 1) 方向函数 将 0 代入均匀直线阵的方向函数，即可得到边 射阵的方向函数：
F a ( ) 1 N sin Nkd cos 2 kd cos sin 2
2) 零功率波瓣宽度
令 Fa 0 ，则有：
sin Nkd cos 0 2 n 0,1,2,....
得到
Nkd cos n 2
其中 n 0 对应主波束， n 1 对应于主波束两边的零 点，零点位置为：
5方向性增强原理与阵因子图
第二章方向性增强原理与天线阵的方向性方向性增强原理将功率分配到两个或更多的振子上各振子产生的场在空间相互干涉使某些方向上的辐射增强了而另外一些方向上的辐射减弱了甚至为零实现了辐射功率在空间的重新分配这就是方向性增强原理方向图乘积定理只适用于取向一致的相似元组成的天线阵
第二章 方向性增强原理与天线阵的方向性
900
结论
当两阵元的电流相位相差90度时，其阵 因子图的极大值方向在相位滞后90度的 天线元的一侧。 因为在该方向上，电流相位的滞后正好 被波程的超前所补偿，两元的辐射场同 相相加。
900
最大辐射方向
kd 900
练习
画出以下几种情况下的阵因子图
90 ，d= 2;
方向图乘积定理
F 1 1 me j f f f
1 a
称为振子阵方向函数的单元因子 f1
f a 1 me j
称为振子阵方向函数的阵因子
上式表明振子阵的方向图等于单元天线的方 向图和阵因子图的乘积。这就是方向图乘积定理。
sin( cos ) 函数解析法：d 2 f a 2
阵因子函数的零值方向必满足下列条件
2
cos m (m 0,1, 2,...) cos 2m
90 270
2
只能 (m 0)
极大值方向必满足下列条件
4
2
cos n
1 (n 0,1, 2,...) cos 2( n ) 4
120 1 只能： 0) cos (n 2 240
90度相位差，间距为1/2波长的二元阵阵因子图
第二章 方向性增强原理与天线阵的方向性
900
结论
当两阵元的电流相位相差90度时，其阵 因子图的极大值方向在相位滞后90度的 天线元的一侧。 因为在该方向上，电流相位的滞后正好 被波程的超前所补偿，两元的辐射场同 相相加。
900
最大辐射方向
kd 900
练习
画出以下几种情况下的阵因子图
90 ，d= 2;
方向图乘积定理
F 1 1 me j f f f
1 a
称为振子阵方向函数的单元因子 f1
f a 1 me j
称为振子阵方向函数的阵因子
上式表明振子阵的方向图等于单元天线的方 向图和阵因子图的乘积。这就是方向图乘积定理。
sin( cos ) 函数解析法：d 2 f a 2
阵因子函数的零值方向必满足下列条件
2
cos m (m 0,1, 2,...) cos 2m
90 270
2
只能 (m 0)
极大值方向必满足下列条件
4
2
cos n
1 (n 0,1, 2,...) cos 2( n ) 4
120 1 只能： 0) cos (n 2 240
90度相位差，间距为1/2波长的二元阵阵因子图
8.4 方向性与方向图,8.5 线天线与天线阵
微波接力通信
km
图 8.5.6 视距与天线高度的关系
图 8.5.7 微波接力示意图
d = (h1 + R) 2 − R 2 + (h2 + R) 2 − R 2 ≈ 2 Rh1 + 2 Rh2
当 h 1 = h 2 = h 时, d ≈ 226
h km
图 8.5.8 通信卫星
图 8.5.9 同步卫星建立全球通信
有关， 有关。 F(θ ,φ)中不仅与θ 有关，还与振子天线长度 l 有关。不同长度的 天线有不同的方向性。 天线有不同的方向性。 称为半波天线， 对称振子全长为 2 l = λ ，称为半波天线，辐射方程为
2
60 I & Eθ = j r
cos(
cosθ ) 2 e − jβ r sin θπ半波天线辐射功 Nhomakorabea及辐射电阻为
例8.1
有一天线长度为 ∆l = 3m ，电流有效值为 I = 35A ，工作频率
图8.5.1 开路传输线张开成对称振子
辐射电场的推导 轴放置，振子中心位于坐标原点， 设直线振子沿 z 轴放置，振子中心位于坐标原点，则 振子上的电流分布相量表达式为
P z
R
& I ( z ′) = I sin β (l − z ′ )
& 在z 处取一元电流段 I dz ′ ，则 & & = jZ Id z ′ sin θ e − jβ R d Eθ 0 2λ R
cos(
jα
式中m是两 。式中 是两
电流的振幅比， 是两电流的相位差。 电流的振幅比， α 是两电流的相位差。
π
60 I1 & Eθ 1 = j r1 2 sinθ cosθ ) e - jβ
天线阵--波程差与方向图的画法
2
cos m cos 2m cos1 2m m为整数
2
cos 1m 0 cos1 0
（2）求函数的极大值点及极大值
0
2
3 2
cos m cos 2m 1 cos1 2m
3 2
cos－1
1 2
60o 300o
4
2
cos
m
cos
2
m
1 4
m为整数
cos－1
2
m
1 4
m
0
cos－1
在两个零点之间画出一个波瓣，故 00和1800之间、 1800和2700之间、 以及2700和 00之间分别画得—个波瓣，即阵方向图共有三个波瓣。
无论是单元振子还是阵因子，在900方向都为最大值，所以，阵方向 图在900的方向为最大值，相应的瓣称为主瓣，其余的两个瓣称为副瓣
2
2
cos
1m 0，m=1
cos1 1
max
0
fmax 2
根据两个极大值之间必定有一个极小值（零值）， 两个极小值（零值）之间必定有一个极大值，
m 1, , d
22
f
,
2
cos
2
cos
2
=
1)赤道面： n , 90o kr rn kdn cosn kdn cos
cos m cos 2m cos1 2m m为整数
2
cos 1m 0 cos1 0
（2）求函数的极大值点及极大值
0
2
3 2
cos m cos 2m 1 cos1 2m
3 2
cos－1
1 2
60o 300o
4
2
cos
m
cos
2
m
1 4
m为整数
cos－1
2
m
1 4
m
0
cos－1
在两个零点之间画出一个波瓣，故 00和1800之间、 1800和2700之间、 以及2700和 00之间分别画得—个波瓣，即阵方向图共有三个波瓣。
无论是单元振子还是阵因子，在900方向都为最大值，所以，阵方向 图在900的方向为最大值，相应的瓣称为主瓣，其余的两个瓣称为副瓣
2
2
cos
1m 0，m=1
cos1 1
max
0
fmax 2
根据两个极大值之间必定有一个极小值（零值）， 两个极小值（零值）之间必定有一个极大值，
m 1, , d
22
f
,
2
cos
2
cos
2
=
1)赤道面： n , 90o kr rn kdn cosn kdn cos
8.1电磁辐射机理偶极子的场辐射功率及电阻汇总
远离天线P点的动态位为：
j R I e o dv I dl ) A d l (J l 4π R
由于 r l , 可认为 R 为常数 ,近似有R r ,于是 A e j r 0 I 4π r e l e z A z z
的三个分量为 在球坐标系中，A
• 研究辐射的方向性和能量传播的前提是掌握辐射电磁场的特性。
• 辐射过程是能量的传播过程，要考虑天线发射和接收信号的能力。 • 辐射的波源是天线、天线阵。发射天线和接收天线是互易的。天线的几何 形状、尺寸 是多样的，单元偶极子天线（电偶极子天线和磁偶极子天线） 是天线的基本单元，也是最简单的天线。 工程上的实际天线
2
er
1 r sin
e
1 r
e
r
0
0
0
r sin H
3 I l e j r ( 1 j ) cos E r 2π 2r 2 3 r 3
l 3I j 1 j E e j r ( 2 2 3 3 ) sin 4π r r r 0 E
图8.2.4
时单元偶极子天线 E线与H线分布 t 0
8.2.2 电偶极子的电磁场
设 : 天线几何尺寸远小于电 磁波波长 ( l ) , 天线上不计推迟效应; 研究的场点远离天线 , r l ; 正弦电磁波, i I m sin(t ) 2 Ie j I jq I
r
0
由此可解得：
cos A z
sin rA z
0
2 Il j r 1 j H e ( 2 2 ) sin 4π r r
理解相控阵天线的方向图
理解相控阵天线的方向图考虑一维阵列天线，由一排间隔很近的发射单元组成，每个阵元在所有方向上发射一个振幅、相位和频率相同的波。
为了测量这些波在不同方位角下的总强度，我们把一个场强探测器放在足够远的地方，使得从探测器到所有发射单元的视线几乎平行。
从阵列垂直平分线上的一个点开始，我们将场强探测器沿固定半径的弧线从阵列中心移动。
在任何一点上，场强取决于接收波的相对相位，而相对相位又取决于发射单元之间的距离差。
如果我们从阵列的一端画一条垂直于视线到探测器的直线(AB)，那么这些差异就能很好地显示出来。
这条线与阵列的夹角等于探测器的方位角θ。
现在，如果θ为零，并且探测器远离阵列，则探测器到所有发射器的距离基本上是相同的。
这些波是同相位的，它们的场强叠加成一个很大的值。
但是，如果θ大于零，那么探测器到发射单元的距离就会逐渐增大。
因此，接收波的相位都略有不同，场强之和没有θ为零时那么大。
随着方位角的增大，距离差增大。
最终达到了一个点，如探测器至第一发射器(第1号)的距离与至中心发射器(第7号)距离之差为半波长。
那么，1号接收波与7号接收波相互抵消。
从2号和8号收到的波也是如此。
以此类推，从所有发射器接收到的波强度之和为零。
探测器已经到达了天线辐射强度总和为零的方位角。
如果θ进一步增加，阵列末端发射器的波将不再完全抵消，并且之和会增加。
当探测器到阵列首末两端的距离之差为1.5个波长时，会达到另一个峰值。
3到10发射单元发出的波依然对消，但两头发射器发出的波，1和2以及11和12，相加能够产生一个可观的结果。
探测器的位置位于阵列第一旁瓣的中心。
如果θ进一步增加，发生对消的部分就会增加，并且重复上述过程。
场强与方位角的关系如图所示，可由下列方程表示。
其中E是场强，x与θ成正比。
这被称为sinx/x或sinc函数。
实际上，x=π(L/λ)sinθ。
其中是波长。
所以只有当θ值比较小时，x与θ成正比。
随着θ的增加，逐渐小于θ，导致高阶旁瓣的幅度逐渐减小。
天线方向图
面方向图（水平面）：指Theta取恒定值的锥面，phi从0到360°
5
图 Theta面方向图：E-theata分量，phi=0，44，92°
6
八木天线的方向图
7
8
板状天线 9ຫໍສະໝຸດ Sidelobes (low gain)
Main Lobe (High gain)
10
11
12
13
l 可以增加第二个频率的微带天线，半球形方向图，厚度增加约4mm。
l 天线形式：微带天线
l 极化：垂直线极化（E-syt）
l 3dB波束宽度：水平面（ =90°）70°，垂直面（ ＝90°）110°
2
图 立体方向图
3
4
图 Phi面方向图：Etheta分量，theta＝20,30,40,50,60,70,80,90°
对数周期天线
1
仿真模型（从上到下：辐射片、介质、安装面、插座。介质芯片尺 寸：直径80mm×厚5mm；仿真的安装面尺寸：直径90mm）
l “葫芦形”方向图。 最大辐射方向：＋Y，－Y轴方向，适用于需要覆盖狭长空间的场合
l 体积小：相当于普通微带天线的尺寸
l 相对带宽：约5.5％（VSWR<1.5）， 13%（VSWR<2）
5
图 Theta面方向图：E-theata分量，phi=0，44，92°
6
八木天线的方向图
7
8
板状天线 9ຫໍສະໝຸດ Sidelobes (low gain)
Main Lobe (High gain)
10
11
12
13
l 可以增加第二个频率的微带天线，半球形方向图，厚度增加约4mm。
l 天线形式：微带天线
l 极化：垂直线极化（E-syt）
l 3dB波束宽度：水平面（ =90°）70°，垂直面（ ＝90°）110°
2
图 立体方向图
3
4
图 Phi面方向图：Etheta分量，theta＝20,30,40,50,60,70,80,90°
对数周期天线
1
仿真模型（从上到下：辐射片、介质、安装面、插座。介质芯片尺 寸：直径80mm×厚5mm；仿真的安装面尺寸：直径90mm）
l “葫芦形”方向图。 最大辐射方向：＋Y，－Y轴方向，适用于需要覆盖狭长空间的场合
l 体积小：相当于普通微带天线的尺寸
l 相对带宽：约5.5％（VSWR<1.5）， 13%（VSWR<2）
天线的方向图
要严格地分析地面对天线方向图的影响，是一个十分复杂 的问题，这将涉及到分层媒质中的天线及电磁波传播理论。 一般而言，大地是一种有耗媒质，其电导率不为零。
介绍工程上采用的镜像法和反射系数法.
第26页/共48页
元天线的镜像
三种情况的基本振子镜像
垂直基本振子的镜像电流与原电流等幅同相，即I’=I(称为正 像)；水平基本振子的镜像电流与原电流等幅反相，即I’=I(称为负像)；倾斜基本振子的镜像电流取向相反，镜像电流
的垂直和水平分量分别为原电流对应分量的正像和负像
第27页/共48页
第28页/共48页
对于有限长度的对称振子天线，通常是以垂直和水平两种 方式架设在地面上。采用镜像法时，这两种架设方式的镜 像如下图所示。
对称振子的镜像
对称振子天线上的电流为正弦分布，但是可把天线分割成许多基 本振子，有基本振子的镜像的合成便是整个天线的镜像。镜像电 流满足如下规则： (1) 垂直对称振子，其镜像点电流与原电流等幅同相； (2) 水平对称振子，其镜像点电流与原电流等幅反相。 只要确定了天线上某点对应的镜像点，其镜像电流不难确定。
第3页/共48页
则远区的总场为
E E0 E1 E0 1 me j
可见，二元阵总场方向图由两部分相乘而得，第一部分与 单元天线的方向图函数有关；第二部分称为阵因子，它与
单元间距d、电流幅度比值m、相位差和空间方向角有
关，与单元天线的型式无关。因此得方向图相乘原理：由 相同单元天线组成的天线阵的方向图函数等于单元方向图 函数与阵因子的乘积。
E
2 E0
sin d
cos
阵因子函数只与角有关，与角无关，说明阵因子方向图关于
阵轴旋转对称
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介绍工程上采用的镜像法和反射系数法.
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元天线的镜像
三种情况的基本振子镜像
垂直基本振子的镜像电流与原电流等幅同相，即I’=I(称为正 像)；水平基本振子的镜像电流与原电流等幅反相，即I’=I(称为负像)；倾斜基本振子的镜像电流取向相反，镜像电流
的垂直和水平分量分别为原电流对应分量的正像和负像
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对于有限长度的对称振子天线，通常是以垂直和水平两种 方式架设在地面上。采用镜像法时，这两种架设方式的镜 像如下图所示。
对称振子的镜像
对称振子天线上的电流为正弦分布，但是可把天线分割成许多基 本振子，有基本振子的镜像的合成便是整个天线的镜像。镜像电 流满足如下规则： (1) 垂直对称振子，其镜像点电流与原电流等幅同相； (2) 水平对称振子，其镜像点电流与原电流等幅反相。 只要确定了天线上某点对应的镜像点，其镜像电流不难确定。
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则远区的总场为
E E0 E1 E0 1 me j
可见，二元阵总场方向图由两部分相乘而得，第一部分与 单元天线的方向图函数有关；第二部分称为阵因子，它与
单元间距d、电流幅度比值m、相位差和空间方向角有
关，与单元天线的型式无关。因此得方向图相乘原理：由 相同单元天线组成的天线阵的方向图函数等于单元方向图 函数与阵因子的乘积。
E
2 E0
sin d
cos
阵因子函数只与角有关，与角无关，说明阵因子方向图关于
阵轴旋转对称
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l 4
电场辐射图 1，2
l 3 4
l
l
2
图8.5.3 细线天线的E平面方向图
8.5.2 天线阵
为了增加辐射能量，用一组或阵列天线来代替单一天线， 以构成天线阵。
二元天线阵（半波振子天线）
设振子1上的电流为 I1，振子2上的电流为 I 2 m。I1e式j中m是两电流的
振幅比， 是两电流的相位差。
z
E1
j
60I1 r1
cos( cos 2 sin
) e- j r1
E 2
j
60I2 r2
cos( cos 2 sin
)
e-
j
r 2
1 d 2
r1
r2
x
作近似处理 r2 r1 d sin cos , d sincos: 波程差
则
E 2
j
60m I1e j r1
cos( cos )
2
e-
j
(
r
1
-
1 mej
60 I1 F ( r1 1
,
)
F12 (
)
元因子
cos( cos )
F1( , )
2
sin
元因子为半波振子天线的归一化方向函数，只与振子本身的结构和
取向有关。
阵因子
F12( , ) 1 mej (1 m2 2mcos )1 2
1 m2 2mcos( dsin cos) 1 2
j
60π r
cos
l
cos
sin
cos
l
e
j
r
E
j
60π r
cos l
cos
sin
cos
l
e
j
r
特点：• 球面波，当 r 给定时，等相位面为球面；
• 有方向性。其E平面归一化方向函数为 F( ,) cos( l cos ) cos l sin
F (中 ,不 )仅与 有关，还与振子天线长度 l 有关。不同长度的天线有
sin
e j
r
H
j Il
4π r
sin
e j r
辐射的方向性用两个相互垂直的主平面上的方向图表示，E 平面(电场所
在平面) 和 H 平面(磁场所在平面)。E 平面与H 平面的归一化方向函数分别
为：
FE ( )
E ( ) E ( )max
Sin
FH ()
H () H ()max
1
（a）E 平面方向图
为 2，0主.5 瓣宽度愈窄，说明天线辐射的能量愈集中，定向性愈好。方向图的
副瓣和后瓣是指不需要辐射的区域，所以应尽可能小。
电偶极子的主瓣宽度为 90。0 方向图无主瓣副瓣之分.
8.5 线天线和天线阵
8.5.1 对称振子天线 直线对称振子是一种线天线,它是指导线的横截面尺寸远比波长小，它的
长度 l 与波长 在同一数量级( 2)l上,n设振子上的电流为正弦分布 i = i ( z,
e j R
2l
o
y
由于 r ，l可近似取 R r ，z差co别s只 在相位因子 中考虑e， j对 R于振幅，
可取
Rr
dE
jZ 0
Id z sin 2 r
e j (r zcos )
将（1）和Z0=120代入
则：dE
j 60 r
I sin
l
z
sin e j re j zcos dz
E
l l
பைடு நூலகம்dE
d
sin
cos )
sin
二元阵的辐射场
E
E1
E 2
j
60 I1 r1
cos( cos )
2
e- j
r
1
sin
( 1 mej )
P(r1 , ,)
y
(r1sin
,
2
, )
其中 d sin cos为点P 处 E 和1 E的 2相位差
二元天线阵场强的模：
E
60 I1 r1
cos( cos )
2
sin
2、方向函数 辐射的方向性用方向函数表示，即
f ,
也称方向图因子。为方便画方向图，常用归一化方向函数：
F , f ,
f max
例如，单元偶极子电场的方向函数为
f (θ, ) sinθ
则归一化方向函数为
F(θ, ) sinθ sinθ
sin900
3、单元偶极子的方向图
E
j 2I l 4π0 r
图 8.5.4 一个简单的天线阵,画出了 r >> l 时的辐射图。两个波天线间距为 l / 2 ,激 发的相位一致。为清楚起见，曲面切成了两半。沿着 y 轴的方向，两个波相加，合 成的电场强度是单个天线所产生的两倍。这点在整个yz平面上都对，只要 r >> l 。 沿着 x 轴，两个波相位相反而互相抵消了。在xz平面的其他方向上，波并不完全抵 消，因为路程差比 l/2 小。每个天线在 z 轴上的场都是零，所以天线阵的场也是零。
只与各单元振子的排列、激励电流的振幅和相位有关，与组成它的振 子特性无关。
二元阵的归一化方向函数为
F ( , ) F ( , ) F ( )
1
12
结论：二元阵的归一化方向函数由单个振子本身的方向函数与阵因子 的乘积构成，这一特性称为方向图乘积定理，是阵列天线的一个非常 重要的定理。对于N元阵的方向函数则是由单元振子本身的方向函数与 N元阵因子的乘积。但要注意，组成天线阵的各个单元振子必须相同， 排列取向也应一致，研究天线阵主要是研究阵因子。
F( ,) cos( l cos ) cos l sin
2l / 2
cos(
cos
)
2 / F ( , )
2 sin
半波对称振子
1/ 4 波 长
1/ 2 波 长
1/ 4 波 长
半波振子天线E 平面方向图
半波振子与电偶极子的方向图十分接近，在E 面上都有两个波瓣，但 半波振子的波瓣宽度较小，辐射能量较集中，因此它比电偶极子有更好 的方向性。
不同的方向性。
对称振子全长为 2l ， 称为半波天线，辐射方程为
2
E
j 60I r
cos( cos )
2
e j r
sin
半波天线辐射功率及辐射电阻为
P
s
Sav
dS
1 120
2 0
0
E 2 r 2sindd
73.08I 2 (W )
P
Rr a d
I2
73.1
()
半波振子天线的归一化方向函数为
t)。流经它的上面的电流 i 不再等幅同相。
图8.5.1 开路传输线张开成对称振子
辐射电场的推导
P
设直线振子沿 z 轴放置，振子中心位于坐标原点，则振子 z
上的电流分布相量表达式为
R
I(z) I sin (l z )
（1）
r
d z
在z 处取一元电流段 Idz， 则
d E
jZ 0
Id z sin 2 R
（ b）H 平面方向图
图 8.4.1 单元偶极子天线的方向图
sin
图8.4.2 立体方向图
一个实际天线的方向图
x 副瓣
主瓣
后瓣
20 0.707
20.5
1.0
z
20.5
图8.4.3 天线方向图的波瓣
图8.4.4 电偶极子方向图的波瓣
说明：主瓣最大辐射方向两侧的两个半功率点（即功率密度下降为最大值的 一半，或场强下降为最大值的 1 ）2的矢径之间的夹角，称为主瓣宽度，表示